Compresor de prisma

Dispositivo óptico para acortar pulsos láser

Figura 1. Un compresor de prismas. Las líneas rojas representan rayos de longitudes de onda más largas y las líneas azules, los de longitudes de onda más cortas. El espaciado de los componentes de longitud de onda rojo, verde y azul después del compresor está dibujado a escala. Esta configuración tiene una dispersión positiva.

Un compresor de prismas es un dispositivo óptico que se utiliza para acortar la duración de un pulso láser ultracorto con chirrido positivo , al dar a los diferentes componentes de longitud de onda un retardo de tiempo diferente. Normalmente consta de dos prismas y un espejo. La figura 1 muestra la construcción de un compresor de este tipo. Aunque la dispersión del material del prisma hace que los diferentes componentes de longitud de onda viajen por caminos diferentes, el compresor está construido de tal manera que todos los componentes de longitud de onda salen del compresor en momentos diferentes, pero en la misma dirección. Si los diferentes componentes de longitud de onda de un pulso láser ya estaban separados en el tiempo, el compresor de prismas puede hacer que se superpongan entre sí, lo que provoca un pulso más corto.

Los compresores de prisma se utilizan normalmente para compensar la dispersión en el interior de los láseres de zafiro de titanio con bloqueo modelo . Cada vez que el pulso láser del interior viaja a través de los componentes ópticos dentro de la cavidad láser, se estira. Se puede diseñar un compresor de prisma dentro de la cavidad de forma que compense exactamente esta dispersión dentro de la cavidad. También se puede utilizar para compensar la dispersión de pulsos ultracortos fuera de las cavidades láser.

La compresión de pulsos prismáticos fue introducida por primera vez, utilizando un solo prisma, en 1983 por Dietel et al. ^[1] y un compresor de pulsos de cuatro prismas fue demostrado en 1984 por Fork et al. ^[2] Desarrollos experimentales adicionales incluyen un compresor de pulsos de par de prismas ^[3] y un compresor de pulsos de seis prismas para láseres semiconductores. ^[4] La teoría de dispersión de prismas múltiples , para la compresión de pulsos, fue introducida en 1982 por Duarte y Piper, ^[5] extendida a segundas derivadas en 1987, ^[6] y extendida aún más a derivadas de fase de orden superior en 2009. ^[7]

En 2006 se introdujo un compresor adicional que utiliza un prisma grande con reflectores laterales para permitir una disposición de múltiples pasos en el prisma. ^[8]

Principio de funcionamiento

Figura 2. Geometría de un compresor de prisma

Figura 3. Trayectoria efectiva para un compresor de prismas con A = 100 mm, θ = 55° y α = 10°. Los colores corresponden a diferentes valores de B , donde B = 67,6 mm significa que el haz apenas alcanza las puntas de ambos prismas con un índice de refracción de 1,6. (Los colores no corresponden a los de los rayos de la Figura 1).

Figura 4. Órdenes de dispersión de un compresor de pares de prismas de sílice fundida a 780 nm. (p = 2 - GDD, p = 3 - TOD, p = 4 - FOD, p = 5 - FiOD, p = 6 - SiOD, p = 7 - SeOD, p = 8 - EOD, p = 9 - NOD, p = 10 - TeOD)

Casi todos los materiales ópticos que son transparentes a la luz visible tienen una dispersión normal o positiva: el índice de refracción disminuye al aumentar la longitud de onda. Esto significa que las longitudes de onda más largas viajan más rápido a través de estos materiales. Lo mismo sucede con los prismas en un compresor de prismas. Sin embargo, la dispersión positiva de los prismas se compensa con la distancia adicional que los componentes de longitud de onda más larga tienen que viajar a través del segundo prisma. Este es un equilibrio bastante delicado, ya que las longitudes de onda más cortas viajan una distancia mayor a través del aire. Sin embargo, con una elección cuidadosa de la geometría, es posible crear una dispersión negativa que pueda compensar la dispersión positiva de otros componentes ópticos. Esto se muestra en la Figura 3. Al desplazar el prisma P2 hacia arriba y hacia abajo, la dispersión del compresor puede ser negativa alrededor del índice de refracción n = 1,6 (curva roja) y positiva (curva azul). El rango con una dispersión negativa es relativamente corto, ya que el prisma P2 solo se puede mover hacia arriba una distancia corta antes de que el rayo de luz lo pierda por completo.

En principio, el ángulo α se puede variar para ajustar las propiedades de dispersión de un compresor de prismas. Sin embargo, en la práctica, la geometría se elige de manera que el haz incidente y el refractado tengan el mismo ángulo en la longitud de onda central del espectro que se va a comprimir. Esta configuración se conoce como "ángulo de desviación mínima" y es más fácil de alinear que los ángulos arbitrarios.

El índice de refracción de materiales típicos como el vidrio BK7 cambia solo una pequeña cantidad (0,01 – 0,02) dentro de las pocas decenas de nanómetros que cubre un pulso ultracorto. Dentro de un tamaño práctico, un compresor de prisma solo puede compensar unos pocos cientos de μm de diferencias de longitud de trayectoria entre los componentes de longitud de onda. Sin embargo, al utilizar un material de gran índice de refracción (como SF10, SF11, etc.) la distancia de compensación se puede extender al nivel de mm. Esta tecnología se ha utilizado con éxito dentro de la cavidad láser de femtosegundos para compensar el cristal de zafiro de titanio y fuera para compensar la dispersión introducida por otros elementos. Sin embargo, la dispersión de alto orden será introducida por el propio compresor de prisma, así como por otros elementos ópticos. Se puede corregir con una medición cuidadosa del pulso ultracorto y compensar la distorsión de fase. MIIPS es una de las técnicas de modelado de pulso que puede medir y compensar la dispersión de alto orden automáticamente. Como una versión confusa del modelado de pulsos, el espejo final a veces se inclina o incluso se deforma, aceptando que los rayos no recorran el mismo camino o se vuelvan divergentes.

En la Figura 4, las características de los órdenes de dispersión de un compresor de pares de prismas hecho de sílice fundida se representan como una función de la profundidad de inserción del primer prisma, denotada como , para pulsos láser con una longitud de onda central de y un ancho de banda espectral . La evaluación emplea el formalismo óptico de Lah-Laguerre , una formulación generalizada de los altos órdenes de dispersión. ^{[9] [10]} El compresor se evalúa cerca del ángulo de Brewster para una separación de entre los prismas, una profundidad de inserción para el segundo prisma en la longitud de onda mínima y un ángulo de vértice de para los prismas de sílice fundida. ${\displaystyle \ell _{1}}$ ${\displaystyle 780{\text{ nm}}}$ ${\displaystyle \Delta \lambda =30{\text{ nm}}}$ ${\displaystyle L=30{\text{ cm}}}$ ${\displaystyle \ell _{2}={\text{1 mm}}}$ ${\displaystyle \lambda _{min}}$ ${\displaystyle \alpha =69.06^{\circ }}$

Teoría de la dispersión

La dispersión angular para matrices prismáticas generalizadas, aplicables a la compresión de pulsos láser, se puede calcular exactamente utilizando la teoría de dispersión de prismas múltiples . ^{[5] [6] [7]} En particular, la dispersión, su primera derivada y su segunda derivada se dan por ^{[5] [6] [7] [11]}

${\displaystyle \nabla _{n}\phi _{2,m}=H_{2,m}+(M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}$

${\displaystyle \nabla _{n}^{2}\phi _{2,m}=\nabla _{n}H_{2,m}+(\nabla _{n}M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+(M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{2}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}$

${\displaystyle \nabla _{n}^{3}\phi _{2,m}=\nabla _{n}^{2}H_{2,m}+(\nabla _{n}^{2}M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+2(\nabla _{n}M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{2}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+(M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}^{2}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{3}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}$

dónde

${\displaystyle \nabla _{n}=\partial /\partial n}$

${\displaystyle \,M=k_{1,m}k_{2,m}}$

${\displaystyle \,k_{1,m}=\cos \psi _{1,m}/\cos \phi _{1,m}}$

${\displaystyle \,k_{2,m}=\cos \phi _{2,m}/\cos \psi _{2,m}}$

${\displaystyle \,H_{1,m}=(\tan \phi _{1,m})/n_{m}}$

${\displaystyle \,H_{2,m}=(\tan \phi _{2,m})/n_{m}}$

Las cantidades angulares se definen en el artículo para la teoría de dispersión de prismas múltiples y las derivadas superiores las proporciona Duarte . ^{[7] [11] [12]}

Comparación con otros compresores de pulsos

El otro compresor de pulsos más común se basa en rejillas (ver Amplificación de pulsos chirriantes ), que pueden crear fácilmente una dispersión negativa mucho mayor que un compresor de prisma (centímetros en lugar de décimas de milímetro). Sin embargo, un compresor de rejilla tiene pérdidas de al menos el 30% debido a pérdidas de difracción y absorción de orden superior en el recubrimiento metálico de las rejillas. Un compresor de prisma con un recubrimiento antirreflejo apropiado puede tener menos del 2% de pérdida, lo que lo convierte en una opción viable dentro de una cavidad láser . Además, un compresor de prisma es más económico que un compresor de rejilla.

Otra técnica de compresión de pulsos utiliza espejos chirped , que son espejos dieléctricos que están diseñados de tal manera que la reflexión tiene una dispersión negativa. Los espejos chirped son difíciles de fabricar; además, la cantidad de dispersión es bastante pequeña, lo que significa que el haz láser debe reflejarse varias veces para lograr la misma cantidad de dispersión que con un compresor de prisma único. Esto significa que es difícil de ajustar. Por otro lado, la dispersión de un compresor de espejo chirped se puede fabricar para que tenga una curva de dispersión específica, mientras que un compresor de prisma ofrece mucha menos libertad. Los compresores de espejo chirped se utilizan en aplicaciones en las que se deben comprimir pulsos con un ancho de banda muy grande.

Véase también

• Amplificación de pulso chirriante
• Ti:láser de zafiro
• Modelado
• Pulso ultracorto
• MIIPS , una técnica para calibrar y corregir la distorsión de alto orden del pulso láser de femtosegundo.
• Teoría de dispersión de prismas múltiples

Referencias

1. W. Dietel, JJ Fontaine y JC Diels, "Compresión de pulsos intracavitarios con vidrio: un nuevo método para generar pulsos más cortos que 60 fs", Opt. Lett. 8 , 4-6 (1983).
2. RL Fork, OE Martinez y JP Gordon, "Dispersión negativa utilizando pares de prismas", Opt. Lett. 9, 150-152 (1984).
3. JC Diels, W. Dietel, JJ Fontaine, W. Rudolph y B. Wilhelmi, Análisis de un láser de anillo con modo bloqueado: soluciones de pulso solitario con chirrido, J. Opt. Soc. Am. B 2 , 680-686 (1985).
4. LY Pang, JG Fujimoto y ES Kintzer, Generación de pulsos ultracortos a partir de matrices de diodos de alta potencia mediante el uso de no linealidades ópticas intracavitarias, Opt. Lett. 17 , 1599-1601 (1992).
5. FJ Duarte y JA Piper, "Teoría de la dispersión del expansor de haz de prismas múltiples para láseres de colorante pulsados", Opt. Commun. 43 , 303-307 (1982).
6. FJ Duarte, Teoría de dispersión de prismas múltiples generalizada para compresión de pulsos en láseres de colorante ultrarrápidos, Opt. Quantum Electron. 19 , 223-229 (1987).
7. FJ Duarte, Teoría de dispersión de prismas múltiples generalizada para compresión de pulsos láser: derivadas de fase de orden superior, Appl. Phys. B 96, 809-814 (2009).
8. S. Akturk, X. Gu, M. Kimmel y R. Trebino, "Compresor de pulsos ultracortos de prisma único extremadamente simple", Opt. Exp. 14 , 10101-10108 (2006), PDF.
9. Popmintchev, Dimitar; Wang, Siyang; Xiaoshi, Zhang; Stoev, Ventzislav; Popmintchev, Tenio (24 de octubre de 2022). "Formalismo óptico analítico de Lah-Laguerre para dispersión cromática perturbativa". Optics Express . 30 (22): 40779–40808. Bibcode :2022OExpr..3040779P. doi : 10.1364/OE.457139 . PMID  36299007.{{cite journal}}: Mantenimiento CS1: fecha y año ( enlace )
10. Popmintchev, Dimitar; Wang, Siyang; Xiaoshi, Zhang; Stoev, Ventzislav; Popmintchev, Tenio (30 de agosto de 2020). "Teoría de la dispersión cromática, revisada". arXiv : 2011.00066 [física.óptica].
11. FJ Duarte, Óptica láser sintonizable: aplicaciones a la óptica y la óptica cuántica, Prog. Quantum Electron. 37 , 326-347 (2013).
12. FJ Duarte, Tunable Laser Optics, 2.ª edición (CRC, Nueva York, 2015).