Propagación de filamentos

En óptica no lineal , la propagación de filamentos es la propagación de un haz de luz a través de un medio sin difracción . Esto es posible porque el efecto Kerr provoca un cambio en el índice de refracción del medio, lo que da como resultado el autoenfoque del haz. ^[1]

Las huellas de daño filamentoso en el vidrio causadas por pulsos láser fueron observadas por primera vez por Michael Hercher en 1964. ^[2] La propagación de filamentos de pulsos láser en la atmósfera fue observada en 1994 por Gérard Mourou y su equipo en la Universidad de Michigan . El equilibrio entre la refracción autoenfocada y la difracción autoatenuante por ionización y rarefacción de un haz láser de intensidades de teravatios, creado por la amplificación de pulsos chirped , en la atmósfera crea "filamentos" que actúan como guías de ondas para el haz, evitando así la divergencia. Las teorías en competencia, de que el filamento observado era en realidad una ilusión creada por un foco axicónico (Bessel) o móvil en lugar de una concentración "guiada por ondas" de la energía óptica, fueron desechadas por los trabajadores del Laboratorio Nacional de Los Álamos en 1997. ^[3] Aunque se han desarrollado modelos sofisticados para describir el proceso de filamentación, un modelo propuesto por Akozbek et al. ^[4] proporciona una solución semianalítica y fácil de entender para la propagación de pulsos láser fuertes en el aire.

La propagación de filamentos en un medio semiconductor también se puede observar en láseres emisores de superficie de cavidad vertical de gran apertura .

Filamentos láser de femtosegundos en medios gaseosos

Enfoque en uno mismo

Un rayo láser que atraviesa un medio puede modular el índice de refracción del medio como ^[5]

${\displaystyle n={n_{0}+{\bar {n}}_{2}I}}$

donde , y son el índice de refracción lineal, el índice de refracción de segundo orden y la intensidad del campo láser que se propaga respectivamente. El autoenfoque se produce cuando el cambio de fase debido al efecto Kerr compensa el cambio de fase debido a la divergencia del haz gaussiano. El cambio de fase debido a la difracción de un haz gaussiano después de atravesar una longitud de es ${\displaystyle n_{0}}$ ${\displaystyle {\bar {n}}_{2}}$ ${\displaystyle I}$ ${\displaystyle \Delta z}$

${\displaystyle \phi _{diffraction}={k\Delta z \over 2\rho _{0}^{2}}r^{2}}$

y el cambio de fase debido al efecto Kerr es

${\displaystyle \phi _{Kerr}={2\pi {\bar {n}}_{2}I_{0}\Delta z \over \lambda }exp({-2r^{2} \over w_{0}^{2}})\approx {2\pi {\bar {n}}_{2}I_{0}\Delta z \over \lambda }(1-{2r^{2} \over w_{0}^{2}})}$.

donde , (rango de Rayleigh) y es la cintura del haz gaussiano. Para que se produzca el autoenfoque, se debe satisfacer la condición de que los términos sean iguales en magnitud para las fases de Kerr y de difracción. Por lo tanto ${\displaystyle k={2\pi n_{0} \over \lambda }}$ ${\displaystyle \rho _{0}={\pi w_{0}^{2}n_{0} \over \lambda }}$ ${\displaystyle w_{0}}$ ${\displaystyle r^{2}}$

${\displaystyle I_{0}={w_{0}^{2} \over 4\rho _{0}^{2}{\bar {n}}_{2}}}$.

Por otra parte, sabemos que el área de un haz gaussiano en su cintura es . Por lo tanto ^[6] ${\displaystyle \pi w_{0}^{2} \over 2}$

${\displaystyle P_{c}={\lambda ^{2} \over 8\pi n_{0}{\bar {n}}_{2}}}$.

Nota

${\displaystyle {\bar {n}}_{2}\left({cm^{2} \over W}\right)=n_{2}n_{0}\epsilon _{0}c}$

El autoenfoque requiere una potencia de pico del láser superior a la potencia crítica (del orden de gigavatios en el aire ^[7] ), sin embargo, para pulsos de nanosegundos infrarrojos (IR) con potencias de pico superiores a la potencia crítica, el autoenfoque no es posible. La ionización multifotónica, la radiación de frenado inversa y la ionización por avalancha de electrones son tres resultados principales de la interacción del gas y el láser. Los dos últimos procesos son interacciones de tipo colisional y tardan tiempo en realizarse (de picosegundos a nanosegundos). Un pulso de nanosegundos es lo suficientemente largo para desarrollar la descomposición en el aire antes de que la potencia alcance el orden de GW necesario para el autoenfoque. La descomposición del gas produce plasma que tiene un efecto absorbente y reflectante, por lo que el autoenfoque está prohibido. ^[7] ${\displaystyle P_{c}}$

Reenfoque durante la propagación de un pulso láser corto enfocado

Un fenómeno interesante relacionado con la propagación del filamento es el reenfoque de los pulsos láser enfocados después del foco geométrico. ^{[8] [9]} La propagación del haz gaussiano predice un aumento del ancho del haz en ambas direcciones alejándose del foco geométrico. Sin embargo, en la situación de filamentación láser, el haz colapsará rápidamente. Esta divergencia y reenfoque continuarán indefinidamente.

En sistemas fotoreactivos

La formación y propagación de filamentos también se puede observar en sistemas de fotopolímeros. Dichos sistemas muestran una no linealidad óptica similar a la de Kerr a través de aumentos basados ​​en la fotorreactividad en el índice de refracción. ^[10] Los filamentos se forman como resultado del autoatrapamiento de haces individuales o la inestabilidad de modulación de un perfil de luz de área amplia. La propagación de filamentos se ha observado en varios sistemas fotopolimerizables, incluidos organosiloxanos, ^[11] acrílicos, ^[12] epoxi y copolímeros con epoxis, ^[13] y mezclas de polímeros. ^{[14] [15]} Las ubicaciones de la formación y propagación de filamentos se pueden controlar modulando el perfil espacial del campo de luz de entrada. Dichos sistemas fotorreactivos pueden producir filamentos a partir de luz espacial y temporalmente incoherente, porque la reacción lenta responde a la intensidad promedio temporal del campo óptico, por lo que las fluctuaciones de femtosegundos se eliminan. ^[11] Esto es similar a los medios fotorrefractivos con respuestas no instantáneas, que permiten la propagación de filamentos con luz incoherente o parcialmente incoherente. ^[16]

Aplicaciones potenciales

Los filamentos, una vez formados el plasma, convierten el pulso láser de banda estrecha en un pulso de banda ancha que presenta un conjunto de aplicaciones totalmente nuevo. Un aspecto interesante del plasma inducido por filamentación es la densidad limitada de los electrones, un proceso que evita la ruptura óptica. ^[17] Este efecto proporciona una fuente excelente para la espectroscopia de alta presión con un bajo nivel de continuidad y también un ensanchamiento de línea menor. ^{[18] [ Aclaración necesaria ]} Otra posible aplicación es la monitorización del aire mediante LIDAR . ^[19]

El corte de paneles planos con pulsos láser cortos es una aplicación importante debido al hecho de que a medida que los sustratos de vidrio se vuelven más delgados, se vuelve más difícil mejorar el rendimiento del proceso utilizando técnicas de corte con cuchillas de diamante convencionales. Se ha demostrado con éxito que el corte con pulsos cortos alcanza velocidades de más de 400 mm/s en vidrio no alcalino y vidrio de borosilicato, utilizando un láser femtosegundo de alta potencia de 50 kHz y 5 W. El principio de funcionamiento desarrollado por Kamata et al. ^[20] es el siguiente. El haz láser de pulso corto que tiene una longitud de onda a la que la pieza es transparente se dirige a la superficie frontal de la pieza hacia la superficie posterior y se enfoca. Se forma un filamento en la dirección de viaje del haz de luz desde la cintura del haz mediante la acción de enfoque automático debido a la propagación del haz láser en la pieza. La sustancia en el filamento se descompone por el haz láser y se puede descargar desde la superficie posterior, y se forma una cavidad en el canal. Durante la formación de la cavidad, se escanea el rayo láser, se forma una superficie mecanizada y, posteriormente, la pieza se puede cortar con una tensión de flexión débil. ^{[ cita requerida ]}

En julio de 2014, investigadores de la Universidad de Maryland informaron que utilizaban pulsos láser de femtosegundos en filamento en una disposición cuadrada para producir un gradiente de densidad en el aire que actuaba como una guía de ondas óptica con una duración del orden de varios milisegundos. Las pruebas iniciales demostraron una ganancia de señal del 50% sobre una señal no guiada a una distancia de aproximadamente un metro. ^{[21] En 2021 se demostró una aplicación de campo, donde se utilizó un láser} Yb:YAG de 1030 nm con una tasa de repetición de kHz , instalado en las proximidades de la torre de telecomunicaciones Säntis de 124 m de altura para guiar los rayos hacia la varilla Franklin de la torre , lo que abrió la posibilidad de futuros pararrayos láser. ^[22]

Referencias

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2. Hercher, M. (1964). "Daños inducidos por láser en medios transparentes". Revista de la Sociedad Óptica de América . 54 : 563.
3. Xhao, XM; Jones, RJ; Strauss, CEM; Funk, DJ; Roberts, JP; Taylor, AJ (1997). "Control de la formación de filamentos de pulsos de femtosegundos en el aire a través de la variación del chirrido inicial del pulso". CLEO '97., Resúmenes de trabajos presentados en la Conferencia sobre láseres y electroóptica . Vol. 11. IEEE. págs. 377–8. doi :10.1109/CLEO.1997.603294. ISBN. 0-7803-4125-2.S2CID120016673  .​
4. Aközbek, N.; Bowden, CM; Talebpour, A.; Chin, SL (2000). "Propagación de pulsos de femtosegundos en el aire: análisis variacional". Phys. Rev. E . 61 (4): 4540–9. Bibcode :2000PhRvE..61.4540A. doi :10.1103/PhysRevE.61.4540. PMID  11088254.
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Enlaces externos

• Experimentos detallan cómo se propagan a través del aire potentes pulsos láser ultracortos
• Filamentos y propagación de pulsos láser ultracortos e intensos en el aire Archivado el 10 de enero de 2008 en Wayback Machine

^[1]

1. Chin, SL; Wang, T. -J.; Marceau, C.; Wu, J.; Liu, JS; Kosareva, O.; Panov, N.; Chen, YP; Daigle, J. -F.; Yuan, S.; Azarm, A.; Liu, WW; Seideman, T.; Zeng, HP; Richardson, M.; Li, R.; Xu, ZZ (2012). "Avances en la intensa filamentación láser de femtosegundos en el aire". Laser Physics . 22 : 1–53. Bibcode :2012LaPhy..22....1C. doi :10.1134/S1054660X11190054. S2CID  12993181.