KATHOLIEKE UNIVERSITEIT LEUVEN Faculteit Toegepaste Wetenschappen Optische communicatie Overzicht van ultrasnelle lasers met pico- of femtoseconde pulsen Datum : 10.01.2005 Tom Chaltin, Departement Elektrotechniek (ESAT) Jeremy Dolvelde, Erasmus Student, Departement Computerwetenschappen
1 Inleiding [1] Voor elke lasercaviteit zijn er verschillende modes mogelijk. Het frequentieverschil tussen twee opeenvolgende modes bedraagt c/2l (c is de lichtsnelheid, L de caviteitslengte). Bij monochromatische lasers zal er één mode in de bandbreedte van de laserversterking liggen. Bij ultrasnelle lasers zullen er meerdere modes versterkt worden. Door interferentie van deze modes kan men pulsen creëren. Fig. 1 In ultrasnelle lasers worden verschillende modes versterkt [1] Er zijn verschillende technieken om pulsgeneratie bij een laser te bekomen. Met Q-switching kan men pulsen creëren met een duur gaande van tientallen ns (10 9 s) tot ver onder 1 ns. Gain switching genereert pulsen van grootteorde ps (10 12 s). Bij deze techniek zullen er ladingsdragers in het actief medium geïnjecteerd worden. Hierdoor zal gestimuleerde emissie plaatsvinden en zullen er dus meer fotonen gegenereerd worden. Een derde techniek is modelocking waarbij pulsbreedtes van de grootteorden ps (10 12 s) en fs (10 15 s) gegenereerd worden. Modelocking is voor ons onderwerp de interessantste techniek en zal dan ook besproken worden in een volgend hoofdstuk. Gewone lasers zijn monochromatisch. Het frequentiespectrum zal hier zeer nauw zijn. Bij supersnelle lasers zal de bandbreedte veel groter zijn. Immers, de Fouriertransformatie van een dirac-impuls in het tijdsdomein heeft een oneindige bandbreedte in het frequentiedomein. Volgens dit principe zal de puls dus scherper en korter worden naargelang een grotere bandbreedte in het frequentiespectrum gebruikt wordt. Later zullen we hier dieper op ingaan bij de bespreking van modelocking. De totale pulsduur wordt bepaald door de vorm van de pulsen van elke longitudinale mode. Bij een laser die pulsen met een Gaussiaanse vorm in het tijdsdomein produceert, zal de tijdsduur t van de totale puls gegeven worden door volgende formule ( v = c/2l, N is het aantal modes die een bijdrage leveren tot de modelocking) : 1
t = 0, 44 N v Fig. 2 F(δ(s)) = 1 [1] Omwille van hun monochromatische karakter hebben gewone lasers een coherente output. Dit zal niet het geval zijn bij ultrasnelle lasers omdat hier verschillende modes gestimuleerde emissie ondervinden. Binnen een bepaalde mode zullen de fotonen evenwel nog steeds tijdscoherent zijn. Bij halfgeleider diode lasers is de caviteitslengte L zeer klein. Met als gevolg dat het frequentieverschil tussen opeenvolgende modes zeer groot is (c/2l). De lengte van een diode lasercaviteit is typisch 250 à 400 µm. Dit zou betekenen dat het frequentieverschil 375 à 600 GHz bedraagt. Modelocking wordt dan zeer moeilijk. Daarom zal de caviteitslengte vergroot worden door een externe caviteit toe te voegen. Fig. 3 De externe caviteit word gekoppeld aan de diode laser. De modelocking kan uitgevoerd worden via modulatie van de verliezen in de externe caviteit [2] 2
2 Modelocking [1] [3] Bij modelocking zal men een lichtpuls creëren die in de lasercaviteit oscilleert. De pulsen zullen de laser dus verlaten met een frequentie van c/2l. Zoals reeds eerder vermeld, zullen de pulsen scherper en korter worden naarmate er meer modes een bijdrage leveren aan de modelocking. Fig. 4 Invloed van het aantal modes dat bijdraagt aan de modelocking op de laseroutput [1] De methoden om tot modelocking te komen kunnen onderverdeeld worden in twee categorieën : actief en passief. Bij actieve methodes wordt er gebruik gemaakt van een extern signaal om het licht in de caviteit te moduleren, terwijl men bij passieve methodes een element in de caviteit zal plaatsen dat leidt tot een automatische modulatie van het caviteitslicht. 2.1 Actieve Modelocking Een eerste manier om tot actieve modelocking te komen bestaat erin een acousto-optische modulator te plaatsen in de lasercaviteit. Het voeden van deze modulator met een elektrisch signaal leidt tot een sinusoïdale amplitudemodulatie van het laserlicht. Nu volgt een vereenvoudigde formule om deze modulatie voor te stellen : [1 + cos(ω 0 t)][cos(ωt)] = [cos(ωt) + 1 2 cos((ω + ω 0)t) + 1 2 cos((ω ω 0)t)] In deze formule stelt ω de modefrequentie voor. Deze mode wordt gemoduleerd met een frequentie ω 0 en het resulterend signaal zal zijbanden hebben op de frequenties ω ±ω 0. De zijbanden zijn in fase met de mode. Als ω 0 nu gelijk is aan c/2l, dan vallen de frequenties van de zijbanden samen met de frequenties van de twee naburige modes. Zo zal de modulator zorgen voor modelocking. 3
Fig. 5 Longitudinale modes van de lasercaviteit met een sluiter [1] Men kan deze techniek ook voorstellen in het tijdsdomein. De modulator is een zwakke sluiter. Het licht wordt verzwakt wanneer de sluiter gesloten is en wordt doorgelaten wanneer de sluiter open is. Als de frequentie van de amplitudemodulering gelijk is aan c/2l bekomt men de gewenste modelocking. Een verzwakking van 1% door de sluiter is reeds voldoende omdat het laserlicht herhaaldelijk verzwakt zal worden. Deze techniek wordt het meest gebruikt voor actieve modelocking. Andere methodes zijn frequentiemodulatie modelocking (hier is er een electro-optische modulator) en synchrone modelocking (hier wordt de pomplaser gemoduleerd). Actieve modelocking is niet snel genoeg om pulsen te genereren die ultrakort zijn volgens de huidige standaarden (<ps). In de snelste lasers van vandaag, met pulsbreedtes gaande tot enkele femtoseconden, wordt er dan ook passieve modelocking gebruikt. 2.2 Passieve Modelocking Bij passieve modelocking wordt er geen extern signaal gebruikt om de pulsen te produceren. Het licht zal door de interactie met een element in de caviteit veranderingen ondergaan. Hiervoor wordt meestal gebruik gemaakt van een verzadigbare absorber. De transmissie van dit optisch element is afhankelijk van de intensiteit van het licht. Ideaal absorbeert het licht met lage intensiteit en laat het licht met voldoende hoge intensiteit door. In de caviteit verzwakt de verzadigbare absorber het continue-golflicht dat een lage intensiteit heeft. Maar door willekeurige intensiteitsschommelingen zullen er pieken zijn die doorgelaten zullen worden door de absorber. Na een tijdje leidt dit tot een pulsentrein en modelocking van de laser. Verzadigbare absorbers zijn meestal vloeibare organische kleurstoffen, maar ze kunnen ook gemaakt zijn uit gedopeerde kristallen en halfgeleiders. Absorbers bestaande uit halfgeleiders hebben typisch een zeer korte reactietijd ( 100 fs), hetgeen een invloed heeft op de uiteindelijke pulsduur. 4
Fig. 6 Kleurstoffen, verlicht met een ultraviolet lamp [4] Er zijn ook passieve methoden die niet gebaseerd zijn op materialen met een intensiteitsafhankelijke absorptie. Men maakt gebruik van niet-lineaire optische effecten in caviteitsonderdelen om licht met hoge intensiteit te versterken en licht met lage intensiteit te verzwakken. Eén van de meest gebruikte technieken is de Kerr-lens modelocking. Bij het Kerr-effect wordt licht verschillend gefocust naargelang de intensiteit. Dit effect kan gebruikt worden om het equivalent bekomen van de ultrasnelle reactie van de verzadigbare absorber. 5
3 Toepassingen [5] Supersnelle lasers vinden onder andere hun toepassing in multifoton excitatie. Bij deze techniek wordt de laserstraal door middel van een microscoop gefocust op een bepaalde locatie in het sample. De piekintensiteit van het laserlicht is hier voldoende om multifoton absorptie door het weefsel te bekomen. De resulterende fluorescentie zal geregistreerd worden door een fotodetector. Op deze manier kan men een beeld krijgen van biologische weefsels. Fig. 7 3-foton beeld : DAPI vormt fluorescerende complexen met DNA [6] Deze methode kan ook gebruikt worden op levend weefsel, maar dan moet men opletten dat men niet teveel schade toebrengt aan het weefsel. Langs de ene kant moet het piekvermogen voldoende hoog zijn zodat er duidelijke fluorescentie zal optreden. Langs de andere kant mag het piekvermogen ook niet te hoog zijn, want dan zal het sample beschadigd worden. De schade omwille van lineaire absorptie is functie van de totale energie die opgenomen wordt in het sample. Het gemiddelde laservermogen mag dus niet te hoog zijn. Voor multifoton excitatie zullen er dus pulsen geleverd moeten worden waarvan de lengte zo kort mogelijk is terwijl het piekvermogen binnen bepaalde grenzen moet liggen. Men moet dus pulsen aan het sample leveren die zo kort mogelijk in het tijdsdomein zijn. Dit bekomt men niet door de laser zo kort mogelijke pulsen te laten leveren. De optische elementen in de microscoop leiden immers tot dispersie van de groepssnelheid omdat de brekingsindices frequentieafhankelijk zijn. Voor korte, scherpe pulsen is de bandbreedte in het frequentiespectrum groter en zal de dispersie van de groepssnelheid dus groter zijn. Er zal daarom een bepaalde pulsbreedte van de laser zijn waarvoor de pulsbreedte op het sample minimaal zal zijn. Er worden ook testen met supersnelle lasers uitgevoerd op het domein van nucleaire fusie. Door een tritium- en deuteriumatoom langs verschillende kanten tegelijk met laserpulsen te bestoken, wil men fusie van de atomaire kernen bekomen. Voorlopig is men er nog niet in geslaagd om meer energie uit de 6
fusiereactie te winnen dan de energie die nodig is voor de werking van de lasers. [1] Fig. 8 Invloed van de dispersie van de groepssnelheid op de pulsbreedte in het sample 7
4 Ti :saffier laser [1] De Ti :saffier laser is een voorbeeld van een ultrasnelle laser. Het lasermedium bestaat uit saffierkristallen gedopeerd met titanium. De golflengte van de straling kan afgestemd worden van 650 nm tot 1100 nm. De straling is dus hoofdzakelijk infrarood. Als pomplaser worden argon lasers (514.5 nm) en frequentieverdubbelde Nd :YAG, Nd :YLF en Nd :YVO lasers gebruikt (527-532 nm). De golflengte van de pomplasers ligt in het zichtbare gebied (groen). Fig. 9 Het Ti :saffier kristal is de rode lichtbron. Het groene licht is afkomstig van de pomplaser [1] Bij de Ti :saffier laser wordt Kerr-lens modelocking gebruikt. In een Kerr medium is de brekingsindex afhankelijk van de brekingsindex. De Gaussische straal in de laser heeft geen uniforme verdeling van de vermogendichtheid. Dit betekent dat de brekingsindex variabel is over het straalprofiel. In het midden van de straal is de brekingsindex groter dan op de rand. Een actief Kerr medium werkt dan ook als een lens voor licht met een hoge intensiteit. In de lasercaviteit zullen lichtpieken dan ook anders gefocust worden dan continue golven. Men kan modelocking bekomen door de caviteit zo aan te passen dat er minder verliezen zullen zijn voor de lichtpulsen. Op volgende figuur wordt er gebruik gemaakt van een sluiter die de cw-straling (continuous wave, continue golf) zal verzwakken. Omdat Ti :saffier lasers afstembaar zijn in een breed golflengtegebied en omdat zeer korte pulsen ( 5 fs) geleverd kunnen worden, zijn deze lasers uitermate geschikt voor multifoton excitatie. 8
Fig. 10 De cw-straling wordt gedeeltelijk tegengehouden door de sluiter [1] Références [1] http ://en.wikipedia.org/wiki/laser [2] http ://www.medphys.ucl.ac.uk/research/borg/homepages/davek/phd/chapter2.pdf [3] http ://www.unc.edu/dtmoore/modelock.html [4] http ://www.technology.niagarac.on.ca/people/mcsele/lasers/ [5] Ultrafast Lasers, Laser Focus World, August 2004 [6] http ://www.loci.wisc.edu/multiphoton/mp.html 9