Amplificación paramétrica de la luz.

La amplificación paramétrica de la luz es la amplificación del haz de luz de entrada (señal) en presencia de una onda de bombeo de mayor frecuencia en un medio óptico no lineal con la formación simultánea de una onda inactiva.

Introducción

Existen muchos medios ópticos que permiten amplificar la radiación láser (Nd:YAG, Er:YAG, Nd:YLF, etc.). Sin embargo, a menudo el espectro de la radiación láser no se encuentra dentro del ancho de banda de ganancia espectral de ninguno de los medios amplificadores existentes y, por lo tanto, su amplificación se vuelve imposible. También está el problema del contraste de la radiación amplificada. Dado que en los medios láser convencionales el tiempo de bombeo es mucho más largo que la duración del pulso láser amplificado, cuando se amplifica el pulso, el ruido detrás de las "alas" de la distribución también aumentará, lo que a su vez afectará la duración y la calidad de el pulso amplificado de salida.

La solución a estos problemas se encontró en la amplificación paramétrica de la radiación, es decir, la posibilidad de amplificar la radiación láser mediante el uso de medios ópticos no lineales. Cuando la radiación de bombeo con una frecuencia (onda de bombeo) y la radiación con una frecuencia que necesita ser amplificada (onda de señal) inciden en un medio óptico no lineal, la energía de radiación de bombeo se distribuirá entre la onda de señal y la emergente (de acuerdo con la ley de conservación de la energía) onda ociosa con frecuencia . Para obtener este efecto, se deben cumplir dos condiciones: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

Las frecuencias deben estar relacionadas entre sí por la razón:

${\ estilo de visualización \ omega _ {3} = \ omega _ {1} + \ omega _ {2}}$

La condición de coincidencia de fase debe cumplirse :

${\overrightarrow {k_{3}}}={\overrightarrow {k_{1}}}+{\overrightarrow {k_{2}}}$

En este caso, la onda de bombeo se puede alimentar al medio óptico no lineal directamente en el mismo momento que la onda de señal. Esto permite dotar al sistema de amplificación de un alto contraste.

También vale la pena señalar que, con la amplificación paramétrica, se logra una ganancia por paso suficientemente grande (~10 4 ), lo que también hace que este método de amplificación sea efectivo.

Historia del descubrimiento de la amplificación paramétrica

El fenómeno de la amplificación paramétrica de la luz fue predicho teóricamente en 1962 por Kroll [1] , Akhmanov y Khokhlov [ 2] , y otros,[3]Kingston [6] et al. Se encontró que este fenómeno se basa en la acción de un medio óptico con propiedades no lineales (por ejemplo, KDP o cristales de LiNbO 3 ), que es excitado por una poderosa onda de luz, llamada onda de bombeo, sobre dos o más ondas de luz durante su distribución en este entorno. Bajo excitación paramétrica, un haz de luz intensa modula los parámetros que determinan el desarrollo de otras oscilaciones acopladas en el sistema. En este proceso, la regla de superposición de oscilaciones no se cumple.

Descripción teórica de la amplificación paramétrica

Consideremos la amplificación paramétrica en un cristal uniaxial no lineal con interacción no colineal (Fig. 1).

Deje que haya una radiación poderosa con una cierta frecuencia alta (onda de bombeo) y una radiación débil con una frecuencia (onda de señal) en la entrada del cristal no lineal. Entonces, si se cumple la condición de coincidencia de fase , ambas ondas, la señal y la ociosa, se amplificarán debido al bombeo. El proceso de amplificación paramétrica se describe mediante un sistema de ecuaciones para tres amplitudes acopladas: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\Delta k=|{\overrightarrow {k_{3}}}-{\overrightarrow {k_{1}}}-{\overrightarrow {k_{2}}}|=0$

${\begin{casos}{dA_{1} \over dz}=-{4\pi i\omega _{1}d \over n_{1}c}A_{2}^{*}A_{ 3}e^{-i\Delta kz}\\{dA_{2} \sobre dz}=-{4\pi i\omega _{2}d \sobre n_{2}c}A_{1}^{ *}A_{3}e^{-i\Delta kz}\\{dA_{3} \sobre dz}=-{4\pi i\omega _{3}d \sobre n_{3}c}A_{ 1}A_{2}e^{i\Delta kz}\end{casos}}$

Consideremos esta interacción no lineal en la aproximación de una amplitud de bomba dada ( ). Entonces hay un sistema de dos ecuaciones: $A_{3}(z)\aprox. constante$

${\begin{casos}{dA_{1} \over dz}=-i\sigma _{1}A_{2}^{*}A_{3}e^{-i\Delta kz}\\ {dA_{2} \over dz}=-i\sigma _{2}A_{1}^{*}A_{3}e^{-i\Delta kz}\end{casos}}$

donde están los coeficientes de acoplamiento no lineal, es la susceptibilidad no lineal efectiva. $\sigma _{i}={4\pi \omega _{i}d \over n_{i}c}$ $d$

La solución de este sistema de ecuaciones diferenciales es:

${\begin{cases}A_{1}(z)=(A_{10}\operatorname {ch} (gz)+{i \over g}({\Delta k \over 2}A_{10} -\sigma _{1}A_{3}A_{20})\nombre del operador {sh} (gz))e^{-{i\Delta kz \over 2}}\\A_{2}(z)=( A_{20}\nombre del operador {ch} (gz)+{i \sobre g}({\Delta k \sobre 2}A_{20}-\sigma_{2}A_{3}A_{10}^{* })\nombre del operador {sh} (gz))e^{-{i\Delta kz \over 2}}\end{casos}}$ ,

donde son las condiciones de contorno, es el factor de amplificación. $A_{10}=A_{1}(0),A_{20}=A_{2}(0)$ ${\displaystyle g={\sqrt {\sigma_{1}\sigma_{2}|A_{3}|^{2}-{\Delta k^{2} \over 4))))$

Habiendo analizado el resultado obtenido en ausencia de onda ociosa en la entrada ( ) y bajo la condición cumplida , obtenemos las siguientes expresiones para las amplitudes acopladas de la señal y las ondas ociosas: ${\ estilo de visualización A_ {20} = 0}$ ${\ estilo de visualización \ Delta k = 0}$

${\begin{cases}A_{1}(z)=A_{10}\operatorname {ch} (gz)\longrightarrow {1 \over 2}A_{10}e^{gz}\\A_{ 2}(z)=-i{\sqrt {n_{1}\omega _{2} \sobre n_{2}\omega _{1}}}{A_{3} \sobre |A_{3}|} A_{10}^{*}\nombre del operador {sh} (gz)\longrightarrow A_{10}^{*}e^{gz}\end{casos}}$

Por lo tanto, se puede ver que tanto las ondas ociosas como las de señal se amplifican. Este efecto se ilustra en la Fig. 2.

Cabe señalar que con un aumento en la intensidad de la onda de bombeo, se producirá el efecto de captura espacial de ondas de luz amplificadas paramétricamente [7] . En este caso, la intensidad máxima de la onda de señal se desplazará hacia la onda de bombeo (Fig. 1).

Amplificación paramétrica de pulsos chirriados

La amplificación de pulsos de láser chirriado utilizando una amplificación de pulso chirrido paramétrico óptico (OPCPA ) [8] tiene esencialmente el mismo esquema que en la amplificación en medios láser ordinarios con inversión de población acumulada. Antes de la amplificación, un pulso ultracorto de femtosegundos de duración entra en el sistema óptico de la camilla, a cuya salida se obtiene un pulso ordenado espectralmente con una duración del orden de unos pocos nanosegundos. La única diferencia es que luego el pulso ingresa al amplificador paramétrico (OPA - amplificación paramétrica óptica), cuyas características se describen anteriormente.

La característica única de OPA para amplificar pulsos modulados en fase fue demostrada experimentalmente por primera vez por Piscars [9] en 1986. Se demostró que la modulación de fase, inicialmente dada a un pulso de señal, no se distorsiona significativamente durante la amplificación si el propio ancho de banda de ganancia de OPA es mayor que el ancho espectral de la señal. También se ha demostrado que el chirrido de frecuencia en el pulso inactivo se invierte, es decir, el pulso de señal y el inactivo están conjugados.

Durante la última década, OPCPA se ha convertido en una alternativa atractiva a la tecnología clásica de amplificación de pulso chirrido, y ha habido un interés creciente en el desarrollo de sistemas de láser ultracorto de pulso de alta potencia pico para las necesidades de la ciencia moderna.

Los sistemas láser de un nivel de potencia de petavatio basados en el principio de amplificación puramente paramétrica de un pulso de chirrido se crearon por primera vez en el Instituto de Física Aplicada de la Academia Rusa de Ciencias [10] (Nizhny Novgorod) y en el Instituto de Investigación de Física Láser de el RFNC-VNIIEF. En la última configuración, el pulso ultracorto inicial tenía una duración de fs. Luego de su alargamiento en camilla, amplificación en cuatro amplificadores paramétricos hasta una energía de J (ganancia ) y compresión, la duración del pulso fue la misma de 50 fs. ${\ estilo de visualización \ tau _ {in} \ aproximadamente 50}$ ${\ estilo de visualización \ aproximadamente 100}$ ${\ estilo de visualización \ sim 10 ^ {11}}$

En la actualidad, se reconoce generalmente el principio de amplificación paramétrica de pulsos de láser chirp de banda ancha. Por lo tanto, los amplificadores paramétricos se utilizan como sistema de inicio, para amplificar señales relativamente débiles desde la salida de la camilla ( nJ) hasta el nivel de energía J. En varios proyectos grandes, incluidos los internacionales, está previsto utilizar cristales DKDP de gran apertura. como un medio no lineal de amplificadores paramétricos. ${\ estilo de visualización E \ aproximadamente 1}$ ${\ estilo de visualización \ sim 1}$

Literatura

Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. Amplificadores paramétricos y generadores de luz. - UFN, tomo 88, nro. 3, 1966 p.439
Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. - ZhETF, 43, 351 (1962) Problemas de óptica no lineal. M.: Nauka, 1964
Dmitriev V. G. Tarasov L. V. Óptica no lineal aplicada
Belyaev Yu. N., Freidman GI Captura espacial de ondas de luz amplificadas paramétricamente en un cristal KDP. — Cartas a ZhETF, volumen 15, núm. 5, pág. 237-241, 1972.

Notas

↑ Kroll H. Amplificación paramétrica en medios espacialmente extendidos y aplicación al diseño de oscilación sintonizable en frecuencias ópticas // Phys. Rvdo. 1962. V. 127. Pág. 1207.
↑ Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. - ZhETF, 43, 351 (1962) Problemas de óptica no lineal. M.: Nauka, 1964
↑ Kingston R. Amplificación y oscilación paramétricas en frecuencias ópticas // Proc. IRA. 1962.V.50. pág. 472.
↑ Wang CC, Racette CW, Appl. física Cartas, 8, 169 (1965); Física de la Electrónica Cuántica, Ed. PL Kelley, B. Lax, PE Tanenwald, McGraw-Hill Book Company, 1966, pág. veinte.
↑ Akhmanov S. A., Kovrigin A. I., Piskarskaya A. S. et al. - JETP Letters, 2, 300 (1965); 3, 372 (1966)
↑ Giordmaine JA, Miller R.C., Phys. Rev. Letters, 14, 973 (1965); Física de la Electrónica Cuántica, Ed. PL Kelley, B. Lax, PE Tanenwald, McGraw-Hill Book Company, 1966, pág. 31; aplicación física Cartas, 9, 298 (1966)
↑ Belyaev Yu. N., Freidman G. I. Captura espacial de ondas de luz amplificadas paramétricamente en un cristal KDP. — Cartas a ZhETF, volumen 15, núm. 5, pág. 237-241, 1972.
↑ Audrius Dubietis, Rytis Butkus y Algis Petras Piskarskas. Tendencias en la amplificación paramétrica óptica de pulso chirriado. Revista IEEE de temas seleccionados en electrónica cuántica, vol. 12, núm. 2 de marzo/abril de 2006
↑ A. Piskarskas, A. Stabinis y A.Yankauskas, "Fenómenos de fase en amplificadores paramétricos y generadores de pulsos de luz ultracortos", Sov. Phys.-Usp., vol. 29, págs. 869-879, 1986.
↑ Rukavishnikov N. N. Curso de conferencias "Láseres de pulsos ultracortos". Instituto Sarov de Física y Tecnología, una rama de NRNU MEPhI. 2014