Фемтосекундные лазерные системы

       Для осуществления сжатия или уширения лазерных импульсов необходимы устройства, осуществляющие фазовую модуляцию импульсов более эффективную, чем среды с дисперсией или компенсаторы дисперсии на основе призм или решеток. В 70 гг. была реализована идея использования оптической нелинейности для создания фазового модулятора. Первоначально использовали жидкости с анизотропно поляризующимися молекулами, которые обладали высокой нелинейностью показателя преломления: n₂ ~ 10^-11СГСЭ.

Фазовая самомодуляция в жидкостях с n₂ > 0 приводит к появлению положительного чирпа на переднем фронте импульса и отрицательного – на заднем фронте. Для временного сжатия импульсов с такой фазовой модуляцией требуются среды с аномальной дисперсией. В качестве компенсатора дисперсии использовали ячейки с парами металлов(в области частот поглощения), пары дифракционных решеток или интерферометры. Устройства такого типа использовали в пикосекундном временно диапазоне. Была реализована степень сжатия пикосекундных импульсов порядка 10. 

     Наилучшими фазовыми модуляторами оказались одномодовые волоконные световоды, а в последние годы микроструктурные волоконные световоды. Нелинейная добавка показателя преломления кварцевого стекла n₂ ~ 10^-13СГСЭ. Однако световой пучок распространяется в волоконном световоде на расстояния в десятки.. сотни метров и более сохраняя профиль поперечного сечения. При этом нелинейное взаимодействие происходит не только в области перетяжки линзы, но на протяжении всего отрезка световода. Поэтому эффективность нелинейного взаимодействия возрастает в миллионы раз по сравнению со случает фокусировки излучения в нелинейную среду. При этом резко снижаются требования к мощности импульса. В волоконном световоде значительная фазовая самомодуляция происходит при мощностях импульсов в единицы Ватт. При этом нелинейная добавка показателя преломления остается значительно меньшей, чем разность показателей преломления оболочки и сердцевины световода. Таким образом, процесс нелинейного преобразования импульса не влияет на модовую структуру излучения в световоде. 

Рис. 8.7. Принципиальная схема компрессора лазерных импульсов.

Ультракороткий импульс I₀(τ) с помощью линзы вводится в волоконный световод (ВС) в котором в результате фазовой самомодуляции излучения импульс и его спектр S(ω) расширяются, причем в несущей частоте возникает чирп δω. Пара дифракционных решеток, настроенная на получение аномальной дисперсии, компенсирует чирп, что приводит к временному сжатию выходного импульса.

Рис. 8.8. Расчетная фазовая самомодуляция импульса длительностью 6 пс в волоконном световоде. а - форма исходного импульса, б – частотная фазовая самомодуляция, возникающая вследствие оптического эффекта Керра, пропорциональная производной от огибающей импульса; в – прямоугольный импульс, получающийся в результате дисперсии второго порядка и фазовой самомодуляции, г – частотная модуляция прямоугольного импульса [18].

Рис. 8.9. Спектр излучения на выходе одномодового волоконного световода с сердцевиной диаметром 3,35 мкм. Под спектрами указаны значения максимального фазового сдвига, который пропорционален пиковой мощности на входе световода. Использованы импульсы аргонового лазера длительностью 150 пс, форма которых показана вверху рисунка. Длина волоконного световода 100 м [19].

       Уширение спектра излучения на выходе световода есть следствие фазовой самомодуляции. Спектр имеет квазипериодическую структуру.  

       Схему, показанную на рис. 8.7 только без дифракционных решеток используют для генерации широкополосной оптической гребенки. При этом на выходе волоконного световода ширина спектра входного излучения может быть увеличена на порядок. Если входное излучение представляет собой регулярную последовательность ультракоротких импульсов, то на выходе световода эта последовательность сохраняется. Однако, каждый ультракороткий импульса становится сильно чирпированным. При этом спектр излучения уширяется, сохраняя дискретную структуру гребенки. Причем, разность между дискретными частотами гребенки сохраняется постоянной. Такое излучение можно направить на нелинейный кристалл, преобразующий излучение во вторую гармонику. Центральная частота спектра сигнала гармоники в случае использования титан-сапфирового лазера равна 400 нм. При этом хвосты спектральных контуров основной частоты и второй гармоники перекрываются.

Сигнал основной частоты биений между оптическими гребенками с центрами на основной частоте ν₀ и частоте второй гармоники 2ν₀ равен сдвигу частот между дискретными частотами обоих гребенок.

Путем подстройки длины резонатора лазера можно этот сигнал биений сделать равным нулю. Такую подстройку осуществляют путем небольшой разъюстировки одного из зеркал лазерного резонатора. При этом несущая частота излучения ν₀ оказывается кратной разности между частотами гребенок: ν₀ = n c/(2L), где n – большое целое число. Таким образом, частота излучения лазера может быть точно стабилизирована без использования эталонных поглощающих веществ, а также измерена в единицах c/(2L). Разность между частотами гребенки, регистрируемая как сигнал биений, возникающих в фотоприемнике, непосредственно измеряется радиотехническими методами путем сравнения с цезиевым стандартом частоты.

     Площадь импульса при его распространении в среде с дисперсией и без потерь сохраняется. Поэтому уширение и сжатие импульса дисперсионной средой сильно изменяет его амплитуду. Уширенный чирпированный импульс можно усилить, направив его на оптический усилитель, а компенсатор дисперсии в виде пары решеток установить на выходе усилителя. В такой системе возрастание пиковой мощности импульса будет происходить как за счет оптического усиления, так и за счет его временного сжатия.

     При этом на оптические поверхности усилителя будет действовать существенно меньшая плотность излучения. Сечение активного стержня усилителя может быть уменьшено. Поскольку основным ограничением лазерных систем, генерирующих сверхмощные импульсы (петаваттные лазеры), является оптическая прочность торцов усилительных элементов, то усиление чирпированных импульсов позволяет существенно улучшить параметры таких систем.

     Нобелевская премия по физике 2005 г. присуждена Джону Л. Холлу (John L. Hall) и Теодору В. Хеншу (TheodorW. Hänsch) за вклад в развитие основанной на лазерах точной спектроскопии, включая технику прецизионного расчета светового сдвига в оптических стандартах частоты (оптических гребенок).
     Благодаря технологии оптических гребенок в оптике и спектроскопии заложены принципы перехода от измерения длин волн (точность измерений до 9 знаков) к измерениям оптических частот с точностями, превышающими 15 значащих цифр.

Четыре оптические проблемы, ранее рассматривавшиеся как независимые, слились в единое направление:

1. Создание лазера, генерирующего стабильную во времени практически монохроматическую волну.

2. Создание лазера генерирующего предельно короткие, фемтосекундные импульсы.

3. Точные измерения времени, частоты и длины волны таких лазеров, приведшие к квантовым измерениям и переопределению метра.

4. Создание стандарта частоты на основе фемтосекундного лазера, охватывающего оптическую октаву. Это позволило осуществить связь между стандартом частоты радиодиапазона и всеми оптическими частотами и оптическими стандартами частоты.

Рис. 8.8. Диаграмма, демонстрирующая увеличение точности измерения частоты и времени за последние годы.

Рис. 8.9. Диаграмма, показывающая увеличение точности измерения оптической частоты неодимового лазера, стабилизированного по иоду.