Los pulsos infrarrojos de onda corta (SWIR) de pocos ciclos son herramientas útiles para la investigación en física de campo fuerte y óptica no lineal. Aquí demostramos la amplificación de pulsos de subciclo en la región SWIR mediante el uso de una cadena de amplificador paramétrico óptico (OPA) en cascada basado en BBO. En virtud de la longitud de onda personalizada del pulso de la bomba de 708 nm, obtuvimos con éxito un ancho de banda de ganancia de más de una octava para un cristal BBO. La división y síntesis de los componentes espectrales del pulso en un interferómetro de tipo Mach – Zehnder ubicado frente al amplificador final nos permitió controlar la dispersión de cada componente espectral utilizando un filtro dispersivo programable acústico-óptico insertado en cada brazo del interferómetro. Como resultado, generamos con éxito pulsos de 0.73 ciclos ópticos a 1.8 μm con una energía de pulso de 32 μ J.
Introducción
El desarrollo de sistemas láser que producen un pulso de ciclo único de alta intensidad, o incluso subciclo, se ha convertido en una tendencia mundial en los campos de investigación de la óptica ultracorta, ya que abre el camino a numerosas aplicaciones avanzadas en física de campo fuerte, como como la generación de pulsos aislados de attosegundos 1 , la aceleración de electrones 2 y el estudio de la dinámica de paquetes de ondas en átomos y moléculas 3 . El progreso de tales fuentes de pulsos ópticos ultracortos de alta intensidad se basa en esquemas aproximadamente clasificados en dos categorías. Uno es el esquema de compresión de pulso posterior de pulsos cortos de alta energía con una duración de orden de 10 o 100 fs entregados desde un sistema amplificador convencional. El ancho de banda espectral del pulso se extiende por modulación de fase propia en un medio gaseoso4 o una o más placas sólidas delgadas 5 , 6 , entonces la cantidad relativamente pequeña de dispersión (~ 100 fs 2 orden) se compensa utilizando espejos chirriados.
Hassan y sus compañeros de trabajo, por ejemplo, han demostrado un sintetizador de forma de onda basado en esta técnica 7 , 8 , 9 . Adoptaron una fibra de núcleo hueco (HCF) llena de gas para ampliar el ancho espectral y realizaron la división y síntesis de múltiples bandas espectrales en el espectro ampliado para compensar la dispersión en cada banda, lo que resultó en la generación de pulsos de subciclo que abarca desde la región de longitud de onda ultravioleta (UV) hasta la de infrarrojo cercano (NIR). El problema principal con un HCF es la limitación de la energía del pulso en el rango sub-mJ, que es responsable de la escalabilidad de la longitud y el diámetro del núcleo de un HCF situado en un laboratorio con dimensiones típicas, aunque los pulsos multi-mJ pueden ser generado 10en un laboratorio que incluye un espacio excepcionalmente largo. Shumakova y col. 11 se dieron cuenta de la generación de pulsos multi-mJ con una duración de pulso de pocos ciclos mediante el uso de la técnica de autocompresión en una placa sólida, aunque el rango de longitud de onda se limitaba al infrarrojo medio alrededor de 3-5 μm y el ancho de banda no era suficiente para formar un pulso de ciclo único.
Para superar la limitación de energía, la amplificación de pulsos de banda ancha en medios de ganancia debería citarse como otro esquema. En particular, la amplificación óptica paramétrica (OPA) de pulsos IR en un cristal no lineal se adoptó como un esquema útil en tales fuentes de pulsos ultracortos de alta intensidad, porque el ancho de banda de ganancia en OPA es generalmente amplio debido a las bajas dispersiones de cristales no lineales en Esta región de longitud de onda. El ancho de banda de ganancia puede extenderse aún más a aproximadamente una octava cuando se cumple la condición de degeneración para las longitudes de onda de la bomba, la señal y los pulsos inactivos. De hecho, Ishii et al.12 . Yin y col. 13 también construyó un sistema láser similar con una energía de pulso muy superior a 1 mJ a expensas de un aumento del 30% en la duración del pulso en comparación con lo informado en la ref. 12 . Para extender el ancho de banda de ganancia y aumentar la energía del pulso, se ha propuesto y demostrado que el dominio de frecuencia OPA proporciona pulsos de dos ciclos con una energía de más de 10 mJ 14 , 15 .
A pesar del progreso hacia el acortamiento del pulso en los sistemas OPA, la duración del pulso más corta ni ha alcanzado el régimen de subciclo debido al ancho de banda de ganancia insuficiente en un cristal no lineal utilizado en un sistema OPA. Uno de los métodos prometedores para resolver este problema es un sintetizador de onda óptica 16 , 17 , 18 , 19 que consiste en múltiples cadenas OPA, cada una de las cuales amplifica pulsos de pocos ciclos con una longitud de onda distinta de las demás.
Huang y col. informó la generación de pulsos de 0,8 ciclos con una energía de 15 μJ utilizando este método 16 . La enorme extensión del ancho de banda de ganancia en este método permite la formación de un transitorio óptico cuya duración del pulso es mucho más corta que un ciclo óptico a costa de tener que estabilizar un largo camino óptico a través de una mesa óptica en cada sistema OPA con ~ 100 nm precisión y desarrollar múltiples fuentes de láser de bombeo con diferentes longitudes de onda.
En este artículo, informamos sobre la amplificación de pulso de subciclo en la región de longitud de onda IR de onda corta (SWIR) utilizando un OPA. La característica clave de este esquema OPA es la longitud de onda del pulso de bombeo. El aumento en el ancho de banda de ganancia para que se extienda de 0.9 a 2.4 μm se debe al hecho de que la longitud de onda del pulso de la bomba está sintonizada a 708 nm, que es una longitud de onda específica que exhibe una coincidencia de fase de banda ancha en un cristal no lineal BBO. Otra característica es un esquema híbrido de síntesis de forma de onda y una cadena OPA con una fuente de bomba de un solo color para controlar la dispersión de un espectro SWIR que abarca más de una octava mediante el uso de dos filtros dispersivos programables acústico-ópticos (AOPDF), que controlan componentes espectrales compartidos en el lado corto (0.9–1.45 μm) y en el lado largo (1.45–2.4 μm). Esto se debe a que un AOPDF generalmente no puede controlar la dispersión para todo el rango de un espectro que abarca más de octava. Utilizamos un interferómetro de tipo Mach-Zehnder (MZI) que consiste en un divisor de haz espectral y un combinador optimizado para la división y síntesis de los dos componentes espectrales con baja dispersión. Cada AOPDF para cada componente espectral se inserta en cada brazo del interferómetro. Debido al ancho de banda de ganancia de sobrepaso de octava del OPA, podemos amplificar la energía del pulso del pulso sintetizado que pasa a través de una ruta común en el OPA. La longitud de la trayectoria del haz en el interferómetro está diseñada para ser lo más corta posible, de modo que la fluctuación de fase entre los dos componentes espectrales se reduzca a 130 mrad bajo control de retroalimentación activa. Utilizamos un interferómetro de tipo Mach-Zehnder (MZI) que consiste en un divisor de haz espectral y un combinador optimizado para la división y síntesis de los dos componentes espectrales con baja dispersión. Cada AOPDF para cada componente espectral se inserta en cada brazo del interferómetro. Debido al ancho de banda de ganancia de sobrepaso de octava del OPA, podemos amplificar la energía del pulso del pulso sintetizado que pasa a través de una ruta común en el OPA. La longitud de la trayectoria del haz en el interferómetro está diseñada para ser lo más corta posible, de modo que la fluctuación de fase entre los dos componentes espectrales se reduzca a 130 mrad bajo control de retroalimentación activa. Utilizamos un interferómetro de tipo Mach-Zehnder (MZI) que consiste en un divisor de haz espectral y un combinador optimizado para la división y síntesis de los dos componentes espectrales con baja dispersión. Cada AOPDF para cada componente espectral se inserta en cada brazo del interferómetro. Debido al ancho de banda de ganancia de sobrepaso de octava del OPA, podemos amplificar la energía del pulso del pulso sintetizado que pasa a través de una ruta común en el OPA. La longitud de la trayectoria del haz en el interferómetro está diseñada para ser lo más corta posible, de modo que la fluctuación de fase entre los dos componentes espectrales se reduzca a 130 mrad bajo control de retroalimentación activa. Cada AOPDF para cada componente espectral se inserta en cada brazo del interferómetro. Debido al ancho de banda de ganancia de sobrepaso de octava del OPA, podemos amplificar la energía del pulso sintetizado que pasa a través de una ruta común en el OPA. La longitud de la trayectoria del haz en el interferómetro está diseñada para ser lo más corta posible de modo que la fluctuación de fase entre los dos componentes espectrales se reduzca a 130 mrad bajo control de retroalimentación activa. Cada AOPDF para cada componente espectral se inserta en cada brazo del interferómetro. Debido al ancho de banda de ganancia de sobrepaso de octava del OPA, podemos amplificar la energía del pulso del pulso sintetizado que pasa a través de una ruta común en el OPA. La longitud de la trayectoria del haz en el interferómetro está diseñada para ser lo más corta posible, de modo que la fluctuación de fase entre los dos componentes espectrales se reduzca a 130 mrad bajo control de retroalimentación activa.
El perfil temporal o la dispersión del pulso amplificado se evalúa utilizando un interferómetro de cizallamiento bidimensional (2DSI) 20 , 21 , lo que resulta en una duración del pulso de 4,3 fs, que es equivalente a 0,73 ciclos ópticos de la longitud de onda portadora de 1,8 μm. La fase de envolvente portadora (CEP) estimada por la medición disparo a disparo de las franjas espectrales de la interferencia f –2 f a la frecuencia de repetición del pulso amplificado (200 Hz) exhibe un error eficaz de 493 mrad, lo cual es razonable para un sistema láser de baja tasa de repetición en comparación con el error CEP en el sistema láser de 10 Hz reportado en la ref. 22. La energía del pulso obtenida de la cadena OPA es de 32 μJ con una energía del pulso de la bomba de 1.1 mJ. Esperamos mejorar la energía en el rango de nivel mJ agregando una cadena OPA con una fuente de bombeo del orden de 10 mJ ya que ya tenemos experiencia en el desarrollo de un sistema láser Ti: zafiro adecuado para dicha fuente de bombeo 23 .
Resultados
Resumen del sistema
La configuración experimental se describe en la figura 1 . Comienza con un sistema de amplificación de pulso chirrido (CPA) construido en laboratorio de un láser de Ti: zafiro. El sistema CPA entrega pulsos de femtosegundos con una longitud de onda de 708 nm (rojo) como fuente de impulso para las tres etapas posteriores de una cadena OPA. El controlador de dispersión que acompaña a dos AOPDF en un MZI para la división y síntesis espectral se establece entre la segunda y la tercera etapa de OPA. Parte de la energía de bombeo se utiliza para la medición 2DSI del pulso amplificado. Otra parte también se usa para la conversión ascendente del SWIR a pulsos visibles para encontrar las franjas de interferencia espectral que exhiben la estabilidad del MZI (no se muestra en la Fig. 1) El perfil espectral de la ganancia paramétrica en función de la longitud de onda de exploración del pulso láser de bombeo se muestra en la Fig. 2 a. La ganancia paramétrica en esta figura se simula para un corte de cristal BBO de 3 mm de espesor para la condición de coincidencia de fase de tipo I a una intensidad fija de la bomba bajo la condición de degeneración para la señal y los haces inactivos. Las fórmulas analíticas aplicadas para calcular el perfil de ganancia paramétrica son las ecuaciones. ( 4 ) – ( 6 ) en “Métodos”. Podemos ver en esta figura que el ancho de banda de ganancia alrededor de la bomba de 700 nm es significativamente más amplio que el de la bomba de 800 nm y es casi equivalente a una octava, como se muestra en la Fig. 2d (línea punteada-punteada). Esta ampliación del ancho de banda de ganancia se origina a partir de la dispersión de segundo orden que se desvanece alrededor de la bomba de 700 nm, además de las dispersiones de orden impar que desaparecen bajo la condición de degeneración para la coincidencia de fases como se explica en “Métodos”. Una ligera desviación del ángulo de corte del cristal del ángulo de coincidencia de fase completa aumenta aún más el ancho de banda de ganancia a más de una octava aunque la modulación espectral se produzca alrededor de la longitud de onda central del perfil de ganancia, como se muestra en la figura 2 b, que representa el perfil de ganancia en función del ángulo polar θa una longitud de onda fija de la bomba de 708 nm. Mostramos el perfil de ganancia con un ángulo polar de 20.25 °, que es ligeramente más grande que el ángulo de coincidencia de fase completo de 20 °, como una curva de puntos en la figura 2 d, como un ejemplo de ampliación del ancho de banda. La razón para la ampliación del ancho de banda del perfil de ganancia se discute en “Métodos”.
