BRPI0710653A2 - laser de onda contìnua - Google Patents
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Abstract
LASER DE ONDA CONTìNUA. Um laser Raman de onda contínua para a produção de uma saída de laser visível compreendendo: uma cavidade de ressonância; pelo menos um refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade de ressonância; um meio de ganho de laser localizado na cavidade de ressonância para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonância quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade de ressonância; um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade de ressonância para realizar a alteração Raman do feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonância; e um meio não-linear posicionado na cavidade de ressonância para conversão de freqúência do feixe Raman de onda contínua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe convertido de onda contínua.
Description
Relatório Descritivo da Patente de Invenção para "LASER DE ONDA CONTÍNUA".
Campo Técnico
A presente invenção refere-se a lasers de onda contínua e em particular a lasers Raman de onda contínua. A invenção foi desenvolvida basicamente para uso como um laser Raman de onda contínua fornecendo saída na região visível do espectro ótico e será descrita posteriormente com referência a esse pedido. No entanto, será apreciado que a invenção não está limitada a esse campo de uso em particular.
Antecedentes da Invenção
Tem havido um aumento crescente de interesse por fontes de laser amarelo de estado sólido de onda contínua para uma faixa diversa de aplicações incluindo oftalmologia, biomedicina, estrelas-guia e exibição visu- al. Atualmente, os lasers de matriz CW e lasers de íon de cripton oferecem potências de saída CW de até 1W. Recentemente, lasers de neodímio de freqüência dupla estão disponíveis, produzindo, tipicamente, uma saída de 100 mW com um comprimento de onda de 563 nm. Dentre as abordagens reportadas recentemente para a demonstração de fontes de laser CW se encontram um laser de fibra Yb de freqüência dupla de 575 nm e 40 mW, um laser de fibra Raman de freqüência dupla de 590 nm e 1,52 W bombeado por um laser de fibra Yb bombeado por diodo, e uma fonte de laser de 593,5 nm e 0,7 W com base na soma da mistura de freqüência das linhas de 1064 e 1342 nm dos dois lasers Nd:YV04.
Lasers Raman de estado sólido cristalinos têm atraído interesse considerável durante os últimos anos como um meio de aumentar a versati- lidade da mídia de ganho de infravermelho de comprimento de onda fixo, em particular como um meio para gerar comprimentos de onda visíveis de múlti- plos watts na faixa espectral de 500 a 600 nm com alta eficiência de conver- são, até 8% com relação à energia de bomba de diodo. Os mesmos têm for- necido desenhos de ressonador que são muito simples de se implementar. Isso tem sido alcançado, por exemplo, pela mudança Raman da intracavida- de de um laser Nd: YAG em KGW com a freqüência da intracavidade do- brando em LBO. Alternativamente, com a utilização de uma disposição de extracavidade simples, a mudança Raman em KGW de um laser verde de alta energia de pico a 532 nm tem sido utilizada para gerar comprimentos de onda entre 555 nm e 658 nm.
Para se iniciar o processo Raman esses sistemas só operam no regime pulsado (tipicamente, permutados Q com ns pulsos) visto que o limite Raman foi considerado muito alto para a operação cw. Recentemente, a o- peração alterada Raman de onda contínua em Ba(NÜ3)2 demonstrou a utili- zação de um ressonador externo com uma fonte de bomba Ar+ resultando em uma energia de 1 st Stokes de 164 mW com comprimento de onda visí- vel de 543 nm [ver A.S. Grabtchikov et al., Optics Letters, 29, 2524 (2004)]. Além disso, um laser de conversão Raman automática bombeado por diodo com base em Nd:KGW foi reportado, e produz 54 mW (a 1181 nm) [ver De- midovich, et al., "Continuous-wave Raman generation in a diode-pumped Nd3+:KGd(W04)2 laser", Optics Letters, 30, 1701-1703 (2005)]. Os limites baixos como 1,15 W foram registrados. As energias de saída de cerca de 800 mW foram recentemente reportadas a partir de um laser Nd:YAG/KGW de mudança Raman de intracavidade utilizando uma configuração bombea- da por extremidade de diodo simples. Nenhum dos Iasers Raman de onda contínua incorporaram a duplicação da freqüência de intracavidade, nem forneceram qualquer indicação de como tal duplicação de freqüência de in- tracavidade pode ser realizada.
Existe, no entanto, poucos Iasers de onda contínua e estado só- lido (CW) que operam em comprimentos de onda amarela. Existe, portanto, uma necessidade de se criar um sistema eficiente e prático para a geração de saída de laser CW.
Objetivo da Invenção
É o objetivo da presente invenção superar substancialmente ou pelo menos melhorar uma ou mais das desvantagens acima.
Sumário da Invenção
Em um primeiro aspecto, é fornecido um laser de onda contínua compreendendo: uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa à cavidade do ressonador;
um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do resso- nador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador;
um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter a freqüência do feixe Raman de onda contínua para um compri- mento de onda convertido para produção de um feixe convertido de onda contínua;
onde a cavidade do ressonador é uma cavidade do ressonador de alta "finesse" no comprimento de onda do feixe fundamental de onda con- tínua e o feixe Raman e uma cavidade de ressonador de baixa "finesse" no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
Em um segundo aspecto, é fornecido um laser de onda contínua compreendendo:
uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa para a cavidade do ressonador;
um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do resso- nador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador,
um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter a freqüência do feixe Raman de onda contínua em um comprimen- to de onda convertido para produzir um feixe convertido de onda contínua;
onde a cavidade do ressonador é uma cavidade de Alto Q nos comprimentos de onda do feixe fundamental de onda contínua e o feixe Ra- man e uma cavidade de ressonador de cavidade de Baixo Q no comprimen- to de onda do feixe convertido de onda contínua.
Em um terceiro aspecto, é fornecido um laser de onda contínua compreendendo:
uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa à cavidade do ressonador;
um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do resso- nador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador;
um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para conversão de freqüência do feixe Raman de onda contínua em um compri- mento de onda convertido para produção de um feixe convertido de onda contínua;
onde os primeiro e segundo refletores são altamente refletivos nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, e altamente transmissivos no comprimento de onda do feixe convertido de forma que o feixe convertido de onda contínua seja enviado a partir da cavi- dade do ressonador. Nos primeiro a terceiro aspectos, o laser Raman de onda contí- nua pode ser um laser Raman de onda contínua estável. Nos primeiro a ter- ceiro aspectos, o laser Raman de onda contínua pode ser um laser Raman de onda contínua estável para a geração de radiação por laser de saída na região visível do espectro ótico. O comprimento de onda de saída pode estar na faixa de 500 a 800 nm.
Em um quarto aspecto, é fornecido um laser Raman de onda contínua estável compreendendo:
uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa à cavidade do ressonador;
um meio Raman ativo e sólido posicionado na cavidade do res- sonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador; e
um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua em um compri- mento de onda convertido para produzir um feixe convertido de onda contínua.
Em um quinto aspecto, é fornecido um laser Raman visível de onda contínua estável compreendendo:
uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um acoplador de saída;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa à cavidade do ressonador;
um meio Raman ativo e sólido posicionado na cavidade do res- sonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador; e
um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua em um compri- mento de onda convertido para produzir um feixe convertido de onda contí- nua na região visível do espectro ótico;
onde o feixe convertido de onda contínua visível é enviado a par- tir da cavidade do ressonador pelo acoplador de saída.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a quinto aspec- tos, o laser também pode compreender um elemento de resfriamento para resfriar o meio de ganho de laser. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a quinto aspectos, o laser também pode compreender um elemento de resfriamento para resfriar o meio Raman ativo. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a quinto aspectos, o laser também pode compre- ender um primeiro elemento de resfriamento para resfriar o meio de ganho de laser e um segundo elemento de resfriamento para resfriar o meio Raman ativo.
Em um sexto aspecto, é fornecido um laser de onda contínua compreendendo:
uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa à cavidade do ressonador; um primeiro elemento de resfriamento para resfriar o meio de ganho de laser;
um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do resso- nador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador;
um segundo elemento de resfriamento para resfriar o meio Ra- man ativo; e
um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua em um compri- mento de onda convertido para produzir um feixe convertido de onda contínua.
Em um aspecto alternativo, é fornecido um laser de onda contí- nua compreendendo:
uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa à cavidade do ressonador;
um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do resso- nador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador;
um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua em um compri- mento de onda convertido para produzir um feixe convertido de onda contínua;
onde a cavidade do ressonador é uma cavidade de ressonador de volume de modo pequeno no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua e o feixe Raman; ou
a cavidade do ressonador é uma cavidade de ressonador de alto Q e volume de modo pequeno no comprimento de onda do feixe fundamen- tal de onda contínua e o feixe Raman; ou
a cavidade do ressonador é uma cavidade de alta "finesse" e uma cavidade de ressonador de volume de modo pequeno no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua e o feixe Raman; ou
a cavidade do ressonador é uma cavidade de ressonador de alta "finesse" e alto Q, e volume de modo pequeno no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua e feixe Raman.
O volume de modo, Vmode, pode ser relacionado com a área de modo (isto é, com referência ao tamanho do feixe, tamanho de ponto, raio de feixe e/ou diâmetro, valor 1/e2) pela relação Vm0de=Amode/Lmode onde Am0de é a área de modo transversal e Lm0de é o comprimento do modo. O tamanho de feixe pode estar na faixa de 25 μm a 500 μm, ou 50μ a 300 μm, 50 μm a 200 μm, 50 μm a 150 μm, 50 μm a 100 μm.
A cavidade do ressonador pode ser uma cavidade de ressona- dor de Baixo Q no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
A cavidade de ressonador pode ser uma cavidade de ressona- dor de cavidade de baixa "finesse" no comprimento de onda do feixe conver- tido de onda contínua.
A cavidade do ressonador pode ser uma cavidade de ressona- dor de cavidade de baixa "finesse" e baixo Q no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
Em aspectos alternativos adicionais, é fornecido um laser de on- da contínua, compreendendo:
uma cavidade de ressonador;
pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade do ressonador;
um meio de ganho de laser localizado na cavidade do ressona- dor para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a par- tir de uma fonte de bomba externa à cavidade do ressonador;
um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do resso- nador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do res- sonador;
um primeiro meio não-linear posicionado na cavidade do resso- nador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua em um comprimento de onda convertido para produzir um primeiro feixe convertido de onda contínua;
um segundo meio não-linear posicionado na cavidade do resso- nador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua em um comprimento de onda convertido para produzir um segundo feixe convertido de onda contínua.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, a cavidade do ressonador pode ter uma alta "finesse" nos comprimentos de onda ótica de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman simultaneamente e simultaneamente também uma baixa "fi- nesse" no comprimento de onda ótica do feixe convertido. A "finesse" da ca- vidade do ressonador em ambos o feixe fundamental e o feixe Raman pode ser simultaneamente superior a 100. Em outras disposições, a "finesse" da cavidade do ressonador em ambos os feixes fundamental e Raman pode simultaneamente ser superior a 500, ou superior a 1000 superior a 2000, superior a 3000, superior a 4000, superior a 5000, superior a 6000, superior a 7000, superior a 8000, superior a 9000, superior a 10000, superior a 15000, superior a 20000, superior a 25000, superior a 30000, superior a 35000, superior a 40000, superior a 45000. A "finesse" da cavidade do res- sonador em ambos o feixe fundamental e os feixes Raman pode simultane- amente estar na faixa de 100 a 50000, 100 a 45000, 100 a 40000, 100 a 35000, 100 a 30000, 100 a 25000, 100 a 20000, 100 a 15000, 100 a 10000, 100 a 9000, 100 a 8000, 100 a 7000, 100 a 6000, 100 a 5000, 100 a 4000, 100 a 3000, 100 a 2000, 100 a 1000, ou 100 a 500, e pode ser aproximada- mente igual a 100, 150, 200, 250, 300, 350, 400, 450, 500, 550, 600, 650, 700, 750, 800, 850, 900, 950, 1000, 1100, 1200, 1300, 1400, 1500, 1600, 1700, 1800, 1900, 2000, 2250, 2500, 2750, 3000, 3250, 3500, 3750, 4000, 4250, 4500, 4750, 5000, 6000, 7000, 8000, 9000, 10000, 11000, 12000, 13000, 14000, 15000, 16000, 17000, 18000, 19000, 20000, 25000, 30000, 35000, 40000, 45000, 50000.
Em uma disposição de qualquer um dentre o primeiro e o sexto aspectos, ou aspectos alternativos, a cavidade do ressonador pode ter uma "finesse" no comprimento de onda do feixe convertido na faixa de aproxima- damente 0 a 5. Em uma disposição adicional, a "finesse" da cavidade do ressonador no comprimento de onda do feixe convertido pode estar na faixa de aproximadamente 0 a 4,5; 0 a 4; 0 a 3,5; 0 a 3; 0 a 2,5; 0 a 2,4; 0 a 2,3; 0 a 2,2; 0 a 2,1; 0 a 2,0; 0 a 1,9; 0 a 1,8; 0 a 1,7; 0 a 1,6; 0 a 1,5; 0 a 1,4; 0 a 1,3; 0 a 1,2; 0 a 1,1; 0 a 1,0; 0 a 0,9; 0 a 0,8; 0 a 0,7; 0 a 0,6; 0 a 0,5; 0 a 0,4; 0 a 0,3; 0 a 0,2; 0 a 0,1; 0,5 a 5; 0 a 4,5; 0 a 4; 0,5 a 3; 0,5 a 3,5; 0,5 a 2; 0,5 a 1,5; 0,5 a 1,0; 1 a 4, 0 a 3; 1 a 2,5; 1 a 2, e a "finesse" do ressonador no comprimento de onda do feixe convertido pode ser de aproximadamente 0,1, 0,2, 0,3, 0,4, 0,5, 0,6, 0,7, 0,8, 0,9, 1,0, 1,1, 1,2, 1,3, 1,4, 1,5, 1,6, 1,7, 1,8, 1,9, 2,0, 2,1, 2,2, 2,3, 2,4, 2,5, 2,6, 2,7, 2,8, 2,9, 3,0, 3,5, 4,0, 4,5 ou 5.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, a cavidade do ressonador pode ter uma perda de ressonador de retorno no comprimento de onda em ambos o feixe fun- damental e os feixes Raman simultaneamente na faixa de 0,001% a 5%. Em disposições adicionais, a perda de ressonador de retorno em ambos o feixe fundamental e feixes Raman pode simultaneamente estar na faixa de 0,001% a 4,5%, 0,001% a 4%, 0,001% a 3,5%, 0,001% a 3%, 0,001% a 2,5%, 0,001% a 2%, 0,001% a 1,9%, 0,001% a 1,8%, 0,001% a 1,7%, 0,001% a 1,6%, 0,001% a 1,5%, 0,001% a 1,4%, 0,001% a 1,3%, 0,001% a 1,2%, 0,001% a 1,1%, 0,001% a 1,0%, 0,001% a 0,9%, 0,001% a 0,8%, 0,001% a 0,7%, 0,001% a 0,6%,, 0,001% a 0,5%, 0,001% a 0,3%, 0,001% a 0,2%, 0,001% a 0,1%, 0,01% a 4,5%, 0,01% a 4%, 0,01% a 3,5%, 0,01% a 3%, 0,01% a 2,5%, 0,01% a 2%, 0,01% a 1,9%, 0,01% a 1,8%, 0,01% a 1,7%, 0,01% a 1,6%, 0,01% a 1,5%, 0,01% a 1,4%, 0,01% a 1,3%, 0,01% a 1,2%, 0,01% a 1,1%, 0,01% a 1,0%, 0,01% a 0,9%, 0,01% a 0,8% 0,01% a 0,7%, 0,01% a 0,6%, 0,01% a 0,5%, 0,01% a 0,3% 0,01% a 0,2%, 0,01% a 0,1%, 0,1% a 4,5%, 0,1% a 4%, 0,1% a 3,5%, 0,1% a 3%, 0,1% a 2,5%, 0,1% a 2%, 0,1% a 1,9%, 0,1% a 1,8%, 0,1% a 1,7%, 0,1% a 1,6%, 0,1% a 1,5%, 0,1% a 1,4%, 0,1% a 1,3%, 0,1% a 1,2%, 0,1% a 1,1%, 0,1% 1,0%, 0,1% a 0,9%, 0,1% a 0,8%, 0,1% a 0,7%, 0,1% a 0,6%, 0,1% a 0,5%, 0,1% a 0,3%, 0,1% a 0,2% ou 0,1% a 0,15%. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspectos alternativos, a perda do ressona- dor de retorno no comprimento de onda do feixe fundamental pode ser de 0,001%, 0,005%, 0,01%, 0,02%, 0,03%, 0,04%, 0,05%, 0,06%, 0,07%, 0,08%, 0,09%, 0,1%, 0,2%, 0,3%, 0,4% 0,5%, 0,65%, 0,7%, 0,8%, 0,9%, 1,0%, 1,1%, 1,2%, 1,3%, 1,4%, 1,5%, 1,6%, 1,7%, 1,8%, 1,9% 2,0%, 2,5%, 3,0%, 3,5%, 4,0%, 4,5% ou 5%. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro e sexto aspectos ou aspectos alternativos, a perda do ressonador de retorno no comprimento de onda do feixe Raman pode ser de 0,001%, 0,005%, 0,01%, 0,02%, 0,03%, 0,04%, 0,05%, 0,06%, 0,07%, 0,08%, 0,09%, 0,1%, 0,2%, 0,3%, 0,4%, 0,5%, 0,65%, 0,7%, 0,8%, 0,9%, 1,0%, 1,1%, 1,2%, 1,3%, 1,4%, 1,5%, 1,6%, 1,7%, 1,8%, ,1,9%, 2,0%, 2,5%, 3,0%, 3,5%, 4,0%, 4,5% ou 5%. Em uma disposição de. qualquer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspectos alternativos, a perda de ressonador de retorno no comprimento de onda do feixe fundamental pode ser de 0,001%, 0,005%, 0,01%, 0,02%, 0,03%, 0,04%, 0,05%, 0,06%, 0,07%, 0,08%, 0,09%, 0,1%, 0,2%, 0,3%, 0,4%, 0,5%, 0,6%, 0,7%, 0,8%, 0,9%, 1,0%, 1,1%, 1,2%, 1,3%, 1,4%, 1,5%, 1,6%, 1,7%, 1,8%, 1,9%, 2,0%, 2,5%, 3,0%, 3,5%, 4,0%, 4,5% ou 5%.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, os primeiro e segundo refletores podem ser configurados para ter alta reflexão nos comprimentos de onda ótica de am- bos o feixe fundamental e os feixes Raman simultaneamente e pelo menos um dos primeiro e segundo refletores é configurado para ter alta transmissão no comprimento de onda ótica do feixe convertido.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro e sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, a reflexão de ambos os primeiro e segundo re- fletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e feixes Raman simultaneamente pode ser superior a 97%. Em uma disposição adi- cional, a reflexão de ambos os primeiro e segundo refletores nos compri- mentos de onda de ambos o feixe fundamental e feixe Raman simultanea- mente pode ser superior a 98%. Em uma disposição adicional, a reflexão de ambos os primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda de am- bos o feixe fundamental e o feixe Raman simultaneamente pode ser superior a 99%. Em uma disposição adicional, a reflexão de ambos os primeiro e se- gundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e feixe Raman simultaneamente pode ser superior a 99,5%. Em uma outra disposição adicional, a reflexão de ambos os primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e feixe Raman simultaneamente pode ser superior a 99,9%. Em uma disposição de qual- quer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspectos alternativos, a reflexão de ambos os primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman simultaneamente pode estar na faixa de 97% a 100%, ou a reflexão pode estar na faixa de 98% a 100%, 98,5% a 100%, 99% a 100%, 99,5% a 100%, 99,6% a 100%, 99,7% a 100%, 99,8% a 100%, 99,9% a 100%, 99,95% a 100%, ou 99,99% a 100%. A refle- tividade dos primeiro e segundo refletores no comprimento de onda do feixe fundamental pode ser de aproximadamente 97%, 98%, 98,5%, 99%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%, 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995% ou 100%. A refletividade dos primeiro e segundo refletores no comprimento de onda do feixe Raman pode ser de aproximadamente 97%, 98%, 98,5%, 99%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%, 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995% ou 100%. A refletividade dos primeiro e segundo refletores no comprimento de onda do feixe fundamental pode ser de apro- ximadamente 97%, 98%, 98,5%, 99%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%, 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995% ou 100% e a refletividade dos primeiro e segundo refletores no comprimento de onda do feixe Raman pode ser simultaneamente de aproximadamente 97%, 98%, 98,5%, 99%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%, 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995% ou 100%.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, a transmissão de pelo menos um dos primeiro ou segundo refletores pode estar na faixa de aproximadamente 40% a 100% ou 50% a 100%, ou 60% a 100%, 65% a 100%, 70% a 100%, 75% a 100%, 80% a 100%, 85% a 100%, 90% a 100%, 95% a 100%, 50% a 95%, 60% a 90%, 65% a 85%, 70% a 95%, 80% a 95%, ou 85% a 90%, e a transmissão de pelo menos um dos primeiro e segundo refletores pode ser de aproxima- damente 40%, 45%, 50%, 55%, 60%, 65%, 70%, 75%, 80%, 85%, 90%, 95%, 97%, 98%, 99% ou 100%.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, em operação, a intensidade de intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior à intensidade limite para a operação Raman de onda contínua e inferior ao limite de danos do meio Raman ativo.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o comprimento da cavidade do ressonador po- de estar na faixa de 10 mm a 2000 mm. Em outras disposições, o compri- mento da cavidade do ressonador pode estar na faixa de 10 a 1500, 10 a 1200, 10 a 1100, 10 a 1000, 10 a 900, 10 a 800, 10 a 700, 10 a 600, 10 a 500, 10 a 400, 10 a 300, 10 a 200, 10 a 100, 10 a 90, 10 a 80, 10 a 70, 10 a 60, 10 a 50, 10 a 40,10 a 30, 10 a 20, 50 a 1500, 50 a 1200, 50 a 1000, 50 a 900, 50 a 800, 50 a 700, 50 a 600, 50 a 500, 50 a 400, 50 a 300, 50 a 200, 50 a 100, 100 a 2000, 100 a 1500, 100 a 1000, 100 a 800, 100 a 600, 100 a 500, 100 a 400, 100 a 300, 100 a 200, 500 a 2000, 500 a 2000, 500 a 1500, 500 a 1250, 500 a 1200, 500 a 1100, 500 a 1000, 500 a 900, 500 a 800, 500 a 700, 500 a 600, 750 a 2000, 750 a 1500, 750 a 1250, 750 a 1200, 750 a 1100, 750 a 1000, 750 a 900, 750 a 800, 1000 a 2000, 1000 a 1750, 1000 a 1500, ou 1000 a 1250. Uma característica das cavidades de ressonador Ion- gas (por exemplo, superiores a 300, 400 ou 500 mm) é que o laser operará no modo multilongitudinal que pode melhorar a estabilidade do laser.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, em operação, a intensidade da intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman é superior à inten- sidade-limite para a operação Raman de onda contínua e a intensidade de intracavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 80 kW/cm2. Em outras disposições, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman é superior à inten- sidade limite para a operação Raman de onda contínua e a intensidade in- tracavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 90 kW/cm2, ou superior a 100, 110, 120, 130, 140, 150, 160, 170, 180, 190, 200, 210, 220, 230, 240, 250, 260, 270, 280, 290, 300, 350, 400, 450 ou 500 kW/cm2. A intensidade intracavidade do feixe Raman no meio não-linear pode ser inferior ao limite de danos do meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, em operação, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior a 80 kW/cm2 e a intensidade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 80 kW/cm2. Em outras disposições, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior a 90 kW/cm2, ou superior a 100, 110, 120, 130, 140, 150, 160, 170, 180, 190, 200, 210, 220, 230, 240, 250, 260, 270, 280, 290, 300, 350, 400, 450, ou 500 kW/cm2. A intensidade intracavidade do fei- xe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 90 kW/cm2, ou superior a 100, 110, 120, 130, 140, 150, 160, 170, 180, 190, 200, 210, 220, 230, 240, 250, 260, 270, 280, 290, 300, 350, 400, 450 ou 500 kW/cm2. A intensidade intracavidade do feixe fundamental no meio Raman pode ser inferior ao limite de danos do meio Raman e a intensidade intraca- vidade do feixe Raman no meio não-linear pode ser inferior ao limite de da- nos do meio não-linear. Em particular, o Q, ou "finesse", ou volume de modo do feixe fundamental e do feixe Raman ou qualquer combinação em opera- ção na cavidade pode ser tal que a intensidade intracavidade do feixe fun- damental de onda contínua no cristal Raman possa ser superior a 80 kW/cm2 e inferior ao limite de danos do cristal Raman e a intensidade intra- cavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser su- perior a 80 kW/cm2 e inferior ao limite de danos do meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser também pode compreender um elemen- to de resfriamento para o resfriamento do meio não-linear. Em uma disposi- ção adicional, o laser pode compreender um primeiro elemento de resfria- mento para resfriar pelo menos um meio de ganho de laser, o meio Raman ativo ou o meio não-linear, e um segundo elemento de resfriamento para resfriar pelo menos um segundo dentre um meio de ganho de laser, o meio Raman ativo ou o meio não-linear. Em uma disposição adicional, o laser po- de compreender um primeiro elemento de resfriamento para resfriar o meio de ganho de laser, um segundo elemento de resfriamento para resfriar o meio Raman ativo, e um terceiro elemento de resfriamento para resfriar o meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser de onda contínua pode ser um laser de onda contínua de estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspectos alternativos, o meio de ganho de la- ser pode ser um meio de ganho de laser de estado sólido. Em uma disposi- ção de qualquer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspectos alternativos, o meio Raman ativo pode ser um meio Raman ativo de estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspectos alternativos, o meio não-linear pode ser um meio não-linear de estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspec- tos alternativos, o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo e o meio não-linear podem todos ser mídia em estado sólido.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, a refletividade de ambos os primeiro e segundo refletores no comprimento de onda de ambos os feixes fundamental e Ra- man pode estar na faixa de 99,5% a 99,99%. Os primeiro e segundo refleto- res podem ser refletores Bragg, espelhos ou uma combinação dos mesmos ou outros refletores adequados.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser pode compreender adicionalmente um acoplador de saída configurado para enviar o feixe convertido a partir a cavi- dade do ressonador. O acoplador de saída pode ser um refletor configurado para alta transmissão do comprimento de onda do feixe convertido por fre- qüência. Em uma disposição, os primeiro ou segundo refletores podem ser o acoplamento de saída.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser pode compreender adicionalmente um dispositivo de resfriamento para resfriar o material Raman ativo. O dispositi- vo de resfriamento pode ser um dispositivo de resfriamento passivo ou ativo. O dispositivo de resfriamento pode ser um dispositivo de resfriamento com ar ou um dispositivo de resfriamento com líquido. O dispositivo de resfria- mento com líquido pode ser um dispositivo de resfriamento de líquido circu- lante.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo, e o meio não-linear são, cada um, materiais de estado sólido de plano para- lelo. A cavidade do ressonador pode ter um eixo geométrico de ressonador ao longo do qual os feixes fundamental e Raman se propagam dentro da cavidade em um modo de cavidade respectivo ao longo do eixo geométrico do ressonador. As superfícies paralelas planas do material Raman de estado sólido paralelo plano podem se encontrar no eixo geométrico do ressonador. As superfícies paralelas planas podem ser alinhadas de forma a serem subs- tancialmente perpendiculares ao eixo geométrico do ressonador de forma que quaisquer reflexos óticos dos feixes fundamental e Raman a partir das superfícies paralelas planas do cristal Raman sejam refletidos no modo de cavidade respectivo e continuem a propagar dentro da cavidade do ressona- dor. O desvio angular do plano normal para cada uma das superfícies para- leias planas do cristal Raman com o eixo geométrico do ressonador pode ser inferior a 1 grau. O desvio angular pode estar na faixa de cerca de 0 a 1 grau. O desvio angular pode ser de cerca de 0,5 grau. O desvio angular po- de ser de cerca de 0,1 grau.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, as perdas de retorno da cavidade do ressona- dor em ambos os comprimentos de onda fundamental e Raman podem ser inferiores a 2%. As perdas de retorno da cavidade do ressonador em ambos os comprimentos de onda fundamental e Raman podem estar na faixa de 0% a 2%. As perdas de retorno da cavidade do ressonador em ambos os comprimentos de onda fundamental e Raman podem estar na faixa de 0% a 1%.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o material de laser, o material Raman e o mate- rial não-linear podem ser materiais em estado sólido ou podem, cada um, ser mídia de estado sólido cristalino. O material Raman pode ser um material Raman de estado sólido de alta pureza. A quantidade de impurezas no meio Raman pode ser inferior a 1 ppm, inferior a 0,1 ppm, ou inferior a 0,01 ppm. A quantidade de impurezas pode estar na faixa de 0,001 ppm a 1 ppm, 0,01 ppm a 1 ppm, 0,1 ppm a 1 ppm ou 0,5 ppm a 1 ppm.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio de ganho de laser, o meio Raman e o meio não-linear podem ser mídias de estado sólido de alta pureza.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o feixe fundamental pode ser polarizado de forma linear. O meio Raman ativo pode ser um meio Raman ativo de estado sólido e a direção da polarização do feixe fundamental é alinhada com um eixo geométrico de ganho Raman do meio Raman ativo. O eixo geométrico de ganho Raman pode ter um coeficiente de ganho Raman que é um máxi- mo relativo para o meio Raman ativo de estado sólido quando comparado com outros eixos geométricos dentro de um meio Raman ativo de forma que o feixe fundamental polarizado de forma linear seja mudado Raman para um feixe Raman polarizado de forma linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o cristal não-linear pode ser um cristal não- linear de estado sólido possuindo um eixo geométrico de conversão não- linear e a direção de polarização do feixe Raman polarizado de forma linear é alinhado com o eixo geométrico de conversão não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, pelo menos um dentre o meio de ganho de la- ser, o meio Raman ativo, e o meio não-linear pode ter uma geometria de guia de onda.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, um ou mais dentre o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo, e o meio não-linear pode estar em contato com pelo me- nos um dentre o meio de ganho de laser, meio Raman ativo, ou meio não- linear. Um ou mais dentre o meio de ganho de laser, meio Raman ativo, e meio não-linear pode ser unido ou colado por difusão a pelo menos um den- tre o meio de ganho de laser, meio Raman ativo, ou meio não-!inear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser também pode compreender meios para impedir que o feixe convertido impinja no meio de ganho de laser. Os meios também podem impedir que o feixe convertido impinja no meio Raman ativo. Os meios podem impedir que o feixe convertido seja absorvido em um ou ambos os meio de ganho de laser ou meio Raman ativo. Os meios podem ser um refletor adicional localizado na cavidade do ressonador. Os meios podem ser um refletor em um ou mais dentre o meio de ganho de laser, meio Raman ativo, ou meio não-linear. Os meios podem ser um revestimen- to ótico em um elemento do laser e podem estar em um ou mais dos meio de ganho de laser, meio Raman ativo ou meio não-linear. O revestimento ótico pode ser configurado para refletir o comprimento de onda do feixe con- vertido. O revestimento ótico pode refletir uma parte do feixe convertido. A parte refletida pode estar na faixa de 40% a 100%, do feixe convertido, ou pode, alternativamente, estar na faixa de 45% a 100%, 50% a 100%, 55% a 100%, 60% a 100%, 65% a 100%, 70% a 100%, 75% a 100%, 80% a 100%, 85% a 100%, 90% a 100%, ou 95% a 100%, e a parte refletida pode ser de cerca de 40%, 45%, 50%, 55%, 60%, 65%, 70%, 75%, 80%, 85%, 90%, 95%, 96%, 97%, 98%, 99% ou 100% do feixe convertido.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos e aspectos adicionais, o meio não-linear pode compreender um meio não-linear sintonizável e o laser de onda contínua compreende um sintoni- zador para sintonizar o meio não-linear sintonizável. O sintonizador pode ser um sintonizador de temperatura. O sintonizador pode ser um sintonizador de ângulo.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio de laser e o meio Raman ativo podem ser fornecidos em um meio de ganho Raman ativo que gera ambos o feixe fundamental de onda contínua e o meio Raman de onda contínua.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio de ganho Raman ativo pode ser um meio de ganho Raman ativo cristalino que gera um feixe Raman polarizado de forma linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos e aspectos adicionais, o meio de laser pode ser um material de duplica- ção de freqüência que converte em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua para produzir um feixe convertido de onda contínua.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio Raman pode ser um material de dupli- cação de freqüência que converte em freqüência o feixe Raman de onda contínua para produzir um feixe convertido de onda contínua.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio de laser pode ser um meio Raman ativo que produz o feixe Raman de onda contínua e o meio de laser também pode ser um material de duplicação de freqüência que converte em freqüência o feixe Raman de onda contínua para produzir o feixe convertido de onda con- tínua.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio de ganho de laser pode ser selecionado a partir do grupo de YLF1 YAG1 YALO e YV04, GdV04, YAB, YCOB, KGW e KYW e o meio de ganho de laser é revestido com um íon de revestimento ativo. O íon de revestimento ativo pode ser neodímio ou itérbio.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio Raman ativo pode ser selecionado a partir do grupo de KGW (tungstato de gadolínio de potássio), KYW (tungsta- to de ítrio de potássio), BA(NO3)2 (nitrato de bário), LiIO3 (iodado de lítio), BaWO4 (tungstato de bário), PbWO4 (tungstato de chumbo) CaWO4 (tungs- tato de cálcio), outros tugnstatos ou molibdatos adequados, diamante, GdY- VO4 (vanadato de gadolínio), YVO4 (vanadato de ítrio), LiNbO3 (niobato de lítio), e/ou outros materiais cristalinos adequados que sejam Raman ativos.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o meio não-linear pode ser selecionado a partir do grupo de LBO, LTBO, BBO, KBO, KTP, RTA, RTP, KTA, ADP1 Lil03 KD*P, LiNbO3 e LiNbO3 polarizado periodicamente.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o feixe convertido de onda contínua pode ter um comprimento de onda na região visível do espectro ótico. O feixe conver- tido de onda contínua pode ter um comprimento de onda na faixa de 500 a 800 nm. O feixe convertido de onda contínua pode ter um comprimento de onda na faixa de 550 a 600 nm. O feixe convertido de onda contínua pode ter um comprimento de onda selecionado a partir do grupo de cerca de 532 nm, 555 nm, 559 nm, 579 nm, 588 nm, 589 nm, 593 nm, 606 nm, 621 nm, 636 nm, e 658 nm e 671 nm. O comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua pode ser selecionado a partir do grupo de cerca de 532 nm, 555 nm, 559 nm, 579 nm, 588 nm, 589 nm, 593 nm, 606 nm, 621 nm, 636 nm, e 658 nm e 671 nm, onde o comprimento de onda pode ser mais ou menos cerca de 1 nm do valor selecionado.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser pode compreender adicionalmente um terceiro refletor localizado na cavidade do ressonador. O material de ganho e o material Raman podem ser localizados entre os primeiro e terceiro refleto- res. O material não-linear pode ser localizado entre o terceiro e o segundo refletores. O terceiro refletor pode ser configurado para ter alta refletividade nos comprimentos de onda óticos de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, e o terceiro refletor também pode ser configurado para ter alta transmissão do comprimento de onda do feixe convertido em freqüência. O terceiro refletor pode ser o acoplador de saída.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, a cavidade do ressonador pode ter um modo de ressonador e o laser pode compreender adicionalmente um terceiro e um quarto refletores, cada um localizado na cavidade do ressonador. O meio de ganho de laser pode ser localizado entre o terceiro e o quarto refletores. O meio Raman ativo pode ser localizado entre os primeiro e terceiro refletores. O meio não-linear pode ser localizado entre os quarto e segundo refletores. O tamanho do modo de ressonador pode ser configurado independentemen- te em cada um dos meio de ganho de laser, o meio Raman ativo e o meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, a cavidade do ressonador pode ter um modo ressonador e o laser compreende adicionalmente um terceiro e um quarto refletores, cada um localizado na cavidade do ressonador. O meio de ganho de laser pode ser localizado entre o terceiro e o quarto refletores. Ambos o meio Raman ativo e o meio não-linear podem ser localizados entre os quarto e segundo refletores.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o modo ressonador pode ter pelo menos dois locais de arqueamento e o meio Raman ativo e o meio não-linear podem, cada um, estar localizados em um local arqueamento respectivo.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, os primeiro e segundo refletores, os elementos de meio de ganho de laser, do meio Raman ativo, e do meio não-linear po- dem, cada um, ser posicionados de forma que a separação entre os elemen- tos adjacentes selecionados esteja na faixa de 0,1 a 2 mm.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser pode compreender um gerador de feixe de bomba para a geração de feixe de bomba.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser CW pode ser um laser Raman. O feixe Raman compreende um feixe Raman de onda contínua. O primeiro refletor pode ser um espelho de entrada. Pode ser plano, e pode ser plano-plano. Pode ser um espelho curvo. Pode ser um refletor curvo. Pode ser pelo me- nos parcialmente transmissivo na direção do feixe de bomba. Pode ser alta- mente refletivo na direção do feixe fundamental e do feixe Raman. O segun- do refletor pode compreender um acoplador de saída. Pode ser plano, e po- de ser plano-plano. Pode ser um espelho curvo. Pode ser um refletor curvo. Pode haver um acoplador de saída separado para enviar um feixe de laser de saída a partir da cavidade do ressonador. O acoplador de saída (separa- do ou integral com o segundo refletor) pode ser capaz de enviar um compri- mento de onda desejado do feixe de laser de saída a partir da cavidade do ressonador. O segundo refletor pode ser altamente refletivo na direção do feixe fundamental. Pode ser altamente refletivo na direção dos comprimen- tos de onda do feixe de laser que ressonam dentro da cavidade. O primeiro refletor pode ser plano, e pode ser plano-plano e o segundo refletor pode ser curvo ou vice-versa. O refletor curvo pode ser um refletor hemisférico. O primeiro refletor pode ser plano, e pode ser plano-plano e o segundo refletor pode ser plano e pode ser plano-plano. O ressonador pode ser uma cavida- de semi-hemisférica. O material de laser pode ser capaz de gerar um feixe fundamental dentro da cavidade quando bombeado pelo feixe de bomba. Pode compreender um cristal de laser. Um material de laser adequado é NdiGdVO4. Um meio Raman ativo adequado é KGW (KGd(W04)2· O meio Raman ativo pode ser um cristal Raman ativo. O feixe Raman pode ter um comprimento de onda de primeiro Stokes, e opcionalmente um comprimento de onda de segundo, terceiro Stokes ou maior. O gerador de feixe de bomba pode compreender um diodo de laser para a geração de feixe de bomba. O laser também pode compreender um transmissor de feixe de bomba para transmitir o feixe de bomba do gerador de feixe de bomba para a cavidade do ressonador. O laser também pode compreender uma ou mais lentes, por exemplo, lentes de colimação, para focar o feixe de bomba em ou dentro do meio de laser. O gerador de feixe de bomba pode compreender um laser de diodo acoplado por fibra. Pode possuir uma potência de cerca de 30W, ou entre cerca de 10 e 50W, ou entre cerca de 10 e 40W, 10 e 30, 10 e 20, 20 e 50, 30 e 50 ou 20 e 40W, por exemplo, em torno de 10, 15, 20, 25, 30, 35, 40, 45 ou 50W, ou mais de 50W ou menos de 10W. Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspectos ou aspectos alternativos, o laser é operado dentro de uma faixa de 1,1 a 10 vezes o limite para a operação Raman de onda contínua. Em outras disposições, o laser é operado na faixa de 1,1 a 7, 1,1 a 5, 1,1 a 4,5, 1,1 a 4, 1,1 a 3,5, 1,1 a 3, 1,1 a 3,5, 1,1 a 2, 1,1 a 1,5, 1,1 a 1,4,1,1 a 1,3, 1,1 a 1,2 vez o limite.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser também pode compreender um meio não-linear para conversão de pelo menos um comprimento de onda de um Stokes do feixe Raman em um comprimento de onda convertido. O meio não-linear pode ser intracavidade ou extracavidade. O laser pode compre- ender um meio não-linear ou mais de um meio não-linear (por exemplo, 2, 3, 4, 5), que pode ser igual ou diferente. Um ou mais podem ser intracavidade. Um ou mais pode ser extracavidade. Cada um pode ser sintonizável indivi- dualmente, ou podem ser sintonizados juntos, ou alguns podem ser sintoni- záveis juntos e alguns separadamente. Um meio não-linear adequado é LBO. O meio não-linear pode ser um cristal não-linear. Outros meios não- Iineares adequados incluem BBO, KTP e outros cristais conhecidos com a não-linearidade de segunda ordem. O comprimento de onda convertido pode ser um comprimento de onda de freqüência dupla, um comprimento de onda de freqüência de soma, um comprimento de onda de freqüência de diferen- ça, um comprimento de freqüência triplicada ou algum outro comprimento de onda convertido. O meio não-linear pode compreender um duplicador de freqüência, um gerador de freqüência de soma, um gerador de freqüência de diferença ou algum outro tipo de meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o laser pode compreender um seletor para se- lecionar um comprimento de onda de Stokes para ressonar dentro da cavi- dade do ressonador. O seletor pode ser um seletor de polarização, um gera- dor de feixe semente para semear o meio Raman ativo, ou algum outro tipo de seletor. O laser também pode compreender um sintonizador para sintoni- zar o meio não-linear (se estiver presente), ou pode compreender mais de um sintonizador se mais de um meio não-linear estiver presente. O ou cada sintonizador pode (independentemente) ser um sintonizador de temperatura, um sintonizador de ângulo ou algum outro tipo de sintonizador. A sintonia pode compreender a combinação de fase. Pode compreender a combinação tipo fase I. Pode compreender a combinação de fase não-crítica. A sintonia pode ser tal que os comprimentos de onda Raman são convertidos pelo meio não-linear sem rotação de polarização e/ou sem introduzir birrefringên- cia. A sintonia pode permitir a comutação entre a duplicação de freqüência do feixe Raman, a duplicação de freqüência do feixe fundamental e a mistu- ra de freqüência de soma dos comprimentos de onda fundamental e Raman.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o feixe de bomba CW pode ser modulado de várias formas, por exemplo, por corte eletromecânico do feixe de bomba ou eletronicamente pela modulação da corrente suprida para o diodo de laser (ou outra fonte de bomba ou gerador de feixe de bomba). Razões para se fazer isso incluem a personalização da saída de laser para adequar a aplica- ções particulares. Isso pode, por exemplo, envolver 1) a modulação liga e desliga em uma taxa de repetição e ciclo de tarefa desejados, ou pode en- volver 2) inclinação da amplitude para cima e para baixo para fornecer uma variação de amplitude desejada, e 3) razões de eficiência, isto é, fornecendo apenas luz quando for necessário, o que pode resultar em dispositivos me- nores. O laser pode compreender um controle de modo longitudinal etalon- for. O laser pode compreender uma abertura para o controle do modo trans- versal ou para fornecer uma única saída de modo transversal. O meio de laser e/ou o meio Raman ativo ou o cristal podem ter impurezas Yb e/ou Tm de menos de 1 ppm.
Em uma disposição de qualquer um dos primeiro a sexto aspec- tos ou aspectos alternativos, o método pode compreender adicionalmente a etapa de fornecimento de um segundo meio não-linear na cavidade do res- sonador para conversão de freqüência do feixe convertido para um feixe convertido adicional. O feixe convertido adicional pode estar na região ultra- violeta do espectro ótico. O feixe convertido adicional pode estar na faixa de 250 a 400 nm. O feixe convertido adicional pode estar na faixa de 250 a 300 nm. A cavidade do ressonador pode ter uma alta "finesse" no comprimento de onda do feixe convertido e uma baixa "finesse" no comprimento de onda do feixe convertido adicional. A cavidade de ressonador pode ter um alto Q no comprimento de onda do feixe convertido e um baixo Q no comprimento de onda do feixe convertido adicional. A cavidade do ressonador pode ter uma finesse e um alto Q no comprimento de onda do feixe convertido e uma baixa finesse e um baixo Q no comprimento de onda do feixe convertido adi- cional. Em uma disposição adicional, uma parte da cavidade do ressonador pode ter um ou ambos uma alta "finesse" ou um alto Q no comprimento de onda do feixe convertido e uma ou ambos uma baixa "finesse" ou baixo Q no comprimento de onda do feixe convertido adicional.
Em um sétimo aspecto, é fornecido um método para a produção de saída de laser contínua, o dito método fornecendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua em um primeiro comprimento de onda ótica;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de de ressonador capaz de realizar a mudança Raman do primeiro compri- mento de onda ótico para o segundo comprimento de onda ótico para gerar um feixe Raman de onda contínua em um segundo comprimento de onda ótica;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador capaz de realizar a conversão de freqüência do segundo comprimento de onda ótica para um terceiro comprimento de onda ótica para gerar um feixe convertido de onda contínua no terceiro comprimento de onda ótica;
o bombeamento ótico do meio de ganho de laser com uma fonte de bomba localizada fora da cavidade do ressonador para gerar o feixe fun- damental no primeiro comprimento de onda ótica que ressona dentro da ca- vidade do ressonador, o primeiro comprimento de onda ótica realizando sub- seqüentemente a mudança Raman para o segundo comprimento de onda ótica pelo meio Raman ativo e o segundo comprimento de onda ótica sendo convertido por freqüência pelo meio não-linear para o terceiro comprimento de onda ótica; e;
o envio do terceiro comprimento de onda ótica a partir da cavi- dade do ressonador para fornecer uma saída de laser de onda contínua.
Em uma disposição do sétimo aspecto, a cavidade do ressona- dor possui simultaneamente uma alta "finesse" nos primeiro e segundo com- primentos de onda ótica e uma baixa "finesse" no terceiro comprimento de onda ótica. O terceiro comprimento de onda ótica podendo ter um compri- mento de onda na região visível do espectro ótico. O terceiro comprimento de onda ótica pode ter um comprimento de onda na faixa de 500 a 800 nm. O terceiro comprimento de onda ótica pode ter um comprimento de onda na faixa de 550 a 600 nm. O terceiro comprimento de onda ótica pode ter um comprimento de onda selecionado a partir do grupo de cerca de 532 nm, 555 nm, 559 nm, 579 nm, 588 nm, 589 nm, 593 nm, 606 nm, 621 nm, 636 nm, e 658 nm e 671 nm. O comprimento de onda do terceiro comprimento de onda ótica pode ser selecionado a partir do grupo de cerca de 532 nm, 555 nm, 559 nm, 579 nm, 588 nm, 589 nm, 593 nm, 606 nm, 621 nm, 636 nm e 658 nm e 671 nm, onde o comprimento de onda pode ser mais ou menos cerca de 1 mm do valor selecionado. O comprimento de onda ótica pode ser um comprimento de onda ótica amarelo, laranja ou vermelho.
Em uma disposição do sétimo aspecto, o meio de ganho de la- ser pode ser capaz de gerar um feixe fundamental de onda contínua polari- zado de forma linear na primeira freqüência ótica. O meio Raman ativo pode mudar o feixe fundamental polarizado de forma linear para um feixe Raman de onda contínua polarizado de forma linear no segundo comprimento de onda ótica. O meio não-linear pode converter em freqüência o feixe Raman polarizado de forma linear para um feixe convertido de freqüência de onda contínua polarizado de forma linear no terceiro comprimento de onda ótica.
Em um oitavo aspecto, é fornecido um método para a produção de saída de laser de onda contínua, o método compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade de res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de de ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua; o envio de um feixe convertido de onda contínua a partir da ca- vidade de ressonador.
Em um nono aspecto, é fornecido um método de produção de saída de laser visível de onda contínua, o método compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade de ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamen- tal para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua na faixa de comprimento de onda de 500 a 800 nm;
o envio do feixe convertido de onda contínua a partir da cavida- de do ressonador.
Em um décimo aspecto, é fornecido um método para o forneci- mento de um laser Raman de onda contínua possuindo uma saída de laser visível, o método compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade de ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamen- tal para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua na faixa de comprimento de onda de 500 a 800 nm;
o envio do feixe convertido de onda contínua a partir da cavida- de do ressonador.
Em um décimo primeiro aspecto, é fornecido um método para o fornecimento de um laser Raman de onda contínua possuindo saída de laser amarelo, o método compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade de ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamen- tal para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua na faixa de comprimento de onda de 500 a 800 nm;
o envio do feixe convertido de onda contínua a partir da cavida- de do ressonador.
Em um décimo segundo aspecto, é fornecido o método para for- necimento de um laser de onda contínua compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade de ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamen- tal para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua.
onde a cavidade do ressonador é uma cavidade de ressonador de alta "finesse" no comprimento de onda do feixe fundamental de onda con- tínua e o feixe Raman e uma cavidade de ressonador de baixa "finesse" no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
Em um décimo terceiro aspecto, é fornecido um método para o fornecimento de um laser de onda contínua compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade de ressonador; o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamen- tal para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua;
onde a cavidade do ressonador é uma cavidade de alto Q nos comprimentos de onda do feixe fundamental de onda contínua e o feixe Ra- man e uma cavidade de ressonador de baixo Q no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
Em um décimo quarto aspecto, é fornecido um método para o fornecimento de um laser de onda contínua, compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade de ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador; o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua;
onde os primeiro e segundo refletores são altamente refletivos nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, e altamente transmissivos no comprimento de onda do feixe convertido de forma que o feixe convertido de onda contínua seja enviado a partir da cavi- dade do ressonador.
Em um décimo quinto aspecto, é fornecido um método para for- necer um laser Raman de onda contínua estável compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro e um segundo refle- tores, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremi- dades opostas da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua.
Em uma disposição do décimo quinto aspecto, o método com- preende adicionalmente o posicionamento de pelo menos os primeiro e se- gundo refletores, o meio de ganho de laser, o meio Raman, e o meio não- linear para fornecer uma cavidade de ressonador estável. O ressonador po- de ser estável quando o meio de laser é bombeado pelo feixe de bomba pa- ra fornecer um laser Raman de onda contínua estável quando em operação.
Em um décimo sexto aspecto, é fornecido um método para o fornecimento de um laser Raman visível de onda contínua estável compre- endendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro e um segundo refle- tores, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremi- dades opostas da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um acoplador de saída;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador; e
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua na região visível do espectro ótico; e
o envio do feixe convertido de onda contínua visível a partir da cavidade do ressonador com o acoplador de saída.
Em um décimo sétimo aspecto, é fornecido um método para o fornecimento de um laser de onda contínua, compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro e um segundo refle- tores, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremi- dades opostas da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um primeiro elemento de resfriamento para resfriar o meio de ganho de laser;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um segundo elemento de resfriamento para resfriar o meio Raman ativo; e
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a cavidade do ressonador pode ser uma cavidade de ressonador de alta "finesse" no comprimento de onda do feixe fundamental de onda con- tínua e o feixe Raman e uma cavidade de ressonador de baixo "finesse" no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a refletividade de ambos os primeiro e segundo refletores em am- bos os primeiro e segundo comprimentos de onda ótica pode estar na faixa de 99,5% a 99,99%.
Em uma disposição de qualquer um do sétimo ao décimo sétimo aspectos, quando em operação, a intensidade intracavidade do feixe funda- mental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior a 80 kW/cm2 e a intensidade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no material não-linear pode ser superior a 80 kW/cm2.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, quando em operação, a intensidade intracavidade do feixe funda- mental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior a 100 kW/cm2 e a intensidade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no material não-linear pode ser superior a 100 kW/cm2.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o método pode compreender a etapa adicional de fornecimento de um dispositivo de resfriamento para o resfriamento do material Raman ativo. O dispositivo de resfriamento pode ser um dispositivo de resfriamento passi- vo ou ativo. O dispositivo de resfriamento pode ser um dispositivo de resfri- amento por ar ou um dispositivo de resfriamento por líquido. O dispositivo de resfriamento por líquido pode ser um dispositivo de resfriamento por líquido circulante, por exemplo, um líquido tal como glicol que circula alternadamen- te entre uma unidade de refrigeração para resfriar o líquido e um local onde o líquido é capaz de extrair calor de um ou ambos o meio de ganho de laser ou o meio Raman ativo.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo e o meio não-linear podem, cada um, ser mídia em estado sólido. O meio de ganho de laser e o meio Raman ativo são o mesmo meio de estado sólido, cristalino.
Em uma disposição de qualquer um dos oitavo a décimo sétimo aspectos, o feixe convertido de onda contínua pode ter um comprimento de onda na região visível do espectro ótico. O feixe convertido de onda contínua pode ter um comprimento de onda na faixa de 500 a 800 nm. O feixe conver- tido de onda contínua pode ter um comprimento de onda na faixa de 550 a 600 nm. O feixe convertido de onda contínua pode ter um comprimento de onda selecionado a partir do grupo de cerca de 532 nm, 555 nm, 559 nm, 579 nm, 588 nm, 589 nm, 593 nm, 606 nm, 621 nm, 636 nm, 658 nm e 671 nm. O comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua pode ser selecionado a partir do grupo de cerca de 532 nm, 555 nm, 559 nm, 579 nm, 588 nm, 589 nm, 593 nm, 606 nm, 621 nm, 636 nm, 658 nm e 671 nm, onde o comprimento de onda pode ter mais ou menos cerca de 1 nm do valor se- lecionado. O comprimento de onda ótica visível pode ser amarelo, laranja ou vermelho. Em uma disposição de acordo com qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a cavidade do ressonador pode ter uma alta "fines- se" nos comprimentos de onda ótica de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman e uma baixa "finesse" nos comprimento de onda ótica do feixe con- vertido. A "finesse" da cavidade do ressonador em ambos o feixe fundamen- tal e os feixes Raman simultaneamente pode ser superior a 100. Em outras disposições, a "finesse" da cavidade do ressonador em ambos o feixe fun- damental e os feixes Raman simultaneamente pode ser superior a 500, ou superior a 1000, superior a 2000, superior a 3000, superior a 4000, superior a 5000, superior a 6000, superior a 7000, superior a 8000, superior a 9000, superior a 10000, superior a 15000, superior a 20000, superior a 25000, su- perior a 30000, superior a 35000, superior a 40000 e superior a 4500. A "fi- nesse" da cavidade do ressonador em ambos o feixe fundamental e os fei- xes Raman, simultaneamente, pode estar na faixa de 100 a 50000, 100 a 45000, 100 a 40000, 100 a 35000, 100 a 30000, 100 a 25000, 100 a 20000, 100 a 15000, 100 a 10000, 100 a 9000, 100 a 8000, 100 a 7000, 100 a 6000, 100 a 5000, 10 a 4000, 100 a 3000, 100 a 2000, 100 a 1000, ou 100 a 500, e pode aproximadamente ser igual a 100, 150, 200, 250, 300, 350, 400, 450, 500, 550, 600, 650, 700, 750, 800, 850, 900, 950, 1000, 1100, 1200, 1300, 1400, 1500, 1600, 1700, 1800, 1900, 2000, 2250, 2500, 2750, 3000, 3250, 3500, 3750, 4000, 4250, 4500, 4750, 5000, 6000, 7000, 8000, 9000, 10000, 11000, 12000, 13000, 14000, 15000, 16000, 17000, 18000, 19000, 20000, 25000, 30000, 35000, 40000, 45000, 50000. Em uma disposição de qual- quer um do sétimo a décimo sétimo aspectos, a cavidade do ressonador possui um alto Q nos comprimentos de onda dos comprimentos de onda óti- ca em ambos o feixe fundamental e o feixe Raman. A cavidade do ressona- dor pode ter uma baixa "finesse" no comprimento de onda ótica do feixe convertido. A cavidade do ressonador pode ter ambos uma alta "finesse" e um alto Q nos comprimentos de onda ótica dos comprimentos de onda ótica de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman. A cavidade do ressonador pode ter ambos uma alta "finesse" e um alto Q no comprimento de onda óti- ca do feixe convertido. Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo setimo aspectos, a cavidade do ressonador pode ter uma "finesse" no comprimento de onda do feixe convertido na faixa de aproximadamente 0 a 5. Em uma disposição adicional, a "finesse" da cavidade do ressonador no comprimento de onda do feixe convertido pode estar na faixa de aproximadamente 0 a 4,5, 0 a 4, 0 a 3,5, 0 a 3, 0 a 2,5, 0 a 2,4, 0 a 2,3, 0 a 2,2, 0 a 2,1, 0 a 2,0, 0 a 1,9, 0 a 1,8, 0 a 1,7, 0 a 1,6, 0 a 1,5, 0 a 1,4, 0 a 1,3, 0 a 1,2, 0 a 1,1, 0 a 1,0, 0 a 0,9, 0 a 0,8, 0 a 0,7, 0 a 0,6, 0 a 0,5, 0 a 0,4, 0 a 0,3, 0 a 0,2, 0 a 0,1, 0,5 a 5, 0,5 a 4,5, 0,5 a 4, 0,5 a 3, 0,5 3,5, 0,5 a 2, 0,5 a 1,5, 0,5 a 1,0, 1 a 4, 0 a 3, 1 a 2,5, 1 a 2, e a "finesse" do ressonador no comprimento de onda do feixe convertido pode ser de aproximadamente 0,1, 0,2, 0,3, 0,4, 0,5, 0,6, 0,7, 0,8, 0,9, 1,0, 1,1, 1,2 ,1,3, 1,4, 1,5, 1,6, 1,7, 1,8, 1,9, 2,0, 2,1, 2,2, 2,3, 2,4, 2,5, 2,6, 2,7, 2,8, 2,9, 3,0, 3,5, 4,0, 4,5, ou 5.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a cavidade do ressonador pode possuir uma perda de ressonador de retorno no comprimento de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman simultaneamente na faixa de 0% a 5%. Em disposições adicionais, a perda do ressonador de retorno em ambos o feixe fundamental e o feixe Raman simultaneamente pode estar na faixa de 0% a 4,5%, 0% a 4%, 0% a 3,5%, 0% a 3%, 0% a 2,5%, 0% a 2%, 0% a 1,9%, 0% a 1,8%, 0% a 1,7%, 0% a 1,6%, 0% a 1,5%, 0% a 1,4%, 0% a 1,3%, 0% a 1,2%, 0% a 1,1 %, 0% a 1,0%, 0% a 0,9%, 0% a 0,8%, 0% a 0,7%, 0% a 0,6%, 0% a 0,5%, 0% a 0,3%, 0% a 0,2%, ou 0% a 0,1%. Em uma disposição de qualquer um do sétimo a décimo sétimo aspectos, a perda do ressonador de retorno no comprimento de onda do feixe fundamental pode ser de 0%, 0,1%, 0,2%, 0,3%, 0,4%, 0,5%, 0,65%, 0,7%, 0,8%, 0,9%, 1,0%, 1,1%, 1,2%, 1,3%, 1,4%, 1,5%, 1,6%, 1,7%, 1,8%, 1,9%, 2,0%, 2,5%, 3,0%, 3,5%, 4,0%, 4,5% ou 5%. Em uma disposição de qualquer um dentre os sétimo a décimo séti- mo aspectos, a perda do ressonador de retorno no comprimento de onda do feixe Raman pode ser de 0%, 0,1%, 0,2%, 0,3%, 0,4%, 0,5%, 0,65%, 0,7%, 0,8%, 0,9%, 1,0%, 1,1%, 1,2%, 1,3%, 1,4%, 1,5%, 1,6%, 1,7%, 1,8%, 1,9%, 2,0%, 2,5%, 3,0%, 3,5%, 4,0%, 4,5% ou 5%. Em uma disposição de qual- quer um dos setimo a décimo sétimo aspectos, a perda de ressonador de retorno no comprimento de onda do feixe fundamental pode ser de 0%, 0,1%, 0,2%, 0,3%, 0,4%, 0,5%, 0,65%, 0,7%, 0,8%, 0,9%, 1,0%, 1,1%, 1,2%, 1,3%, 1,4%, 1,5%, 1,6%, 1,7%, 1,8%, 1,9%, 2,0%, 2,5%, 3,0%, 3,5%, 4,0%, 4,5% ou 5% e a perda de ressonador de retorno no comprimento de onda do feixe Raman pode ser de 0%, 0,1%, 0,2%, 0,3%, 0,4%, 0,5%, 0,65%, 0,7%, 0,8%, 0,9%, 1,0%, 1,1%, 1,2%, 1,3%, 1,4%, 1,5%, 1,6%, 1,7%, 1,8%, 1,9%, 2,0%, 2,5%, 3,0%, 3,5%, 4,0%, 4,5% OU 5%.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, os primeiro e segundo refletores podem ser configurados para ter alta refletividade nos comprimentos de onda ótica de ambos o feixe funda- mental e o feixe Raman, simultaneamente, e pelo menos um dos primeiro e segundo refletores pode ser configurado para ter alta transmissão no com- primento de onda ótica do feixe convertido.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a refletividade de ambos os primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, si- multaneamente, pode ser superior a 97%. Em uma disposição adicional, a refletividade de ambos o primeiro e o segundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, simultaneamente, é superior a 98%. Em uma disposição adicional, a refletividade de ambos os primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, simultaneamente, pode ser superior a 99%. Em uma disposição adicional, a refletividade de ambos os primeiro e segun- do refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, simultaneamente, pode ser superior a 99,5%. Ainda em uma disposição adicional, a refleticidade de ambos primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e do feixe Raman, simultaneamente, podem ser superior a 99,9%. Em uma disposição de qual- quer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a refletividade de ambos os primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda de ambos o feixe fundamental e do feixe Raman, simultaneamente, pode estar na faixa de 97% a 100%, ou a refletividade pode estar na faixa de 98% a 100%, 98,5% a 100%, 99% a 100%, 99,5% a 100%, 99,6% a 100%, 99,7% a 100%, 99,8% a 100%, 99,9% a 100%, 99,95% a 100% ou 99,99% a 100%. A refletividade dos primeiro e segundo refletores nos comprimentos de onda do feixe fun- damental podem ser aproximadamente de 97%, 98%, 98,5%, 99%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%. 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995% ou 100%. A refletividade dos primeiro e segundo refletores no comprimento de onda do feixe fundamental pode ser de aproximadamente 97%, 98%, 98,5%, 99%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%. 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995% ou 100%. A refletividade dos primeiro e segundo refletores no comprimento de onda do feixe Raman pode, simulta- neamente, ser de aproximadamente 97%, 98%, 98,5%, 99%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%. 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995% ou 100% e a refletividade dos primeiro e segundo refletores no compromento de onda do feixe Raman pode simultaneamente ser aproximadamente 97%, 98%, 98,5%, 99,1%, 99,2%, 99,3%, 99,4%, 99,5%, 99,6%, 99,7%, 99,8%, 99,9%, 99,91%, 99,92%, 99,93%, 99,94%, 99,95%, 99,96%, 99,97%, 99,98%, 99,99%, 99,995 ou 100%.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a transmissão de pelo menos um dos primeiro e segundo refleto- res está na faixa de aproximadamente 40% a 100% ou 50% a 100%, 60% a 100%, 65% a 100%, 70% a 100%, 75% a 100%, 80% a 100%, 85% a 100%, 90% a 100%, 95% a 100%, 50% a 95%, 60% a 90%, 65% a 85%, 70% a 95%, 80% a 95%, 85% a 90% e a transmissão de pelo menos um dos pri- meiro e segundo refletores pode ser de aproximadamente 40%, 45%, 50%, 55%, 60%, 65%, 70%, 75%, 80%, 85%, 90%, 95%, 97%, 98%, 99% ou 100%.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, em operação, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior à intensidade limite para a operação Raman de onda contínua e menor do que o limite do dano do meio Raman-ativo.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo ou décimo séti- mo aspectos, em operação, a intensidade intracavidade do feixe fundamen- tal de onda contínua no cristal Raman pode ser superior à intensidade-limite para operação do feixe Raman de onda contínua a intensidade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 80 kW/cm2. Em outras disposições, a intensidade intracavidade do feixe funda- mental de onda contínua no cristal Raman é superior à intensidade-limite para a operação Raman de onda contínua e a intensidade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 90 kW/cm2, ou superior a 100, 110, 120, 130, 140, 150, 160, 170, 180, 190. 200, 210, 220, 230, 240, 250, 260, 270, 280, 290, 300, 350, 400, 450 ou 500 kW/cm2. A intensidade intracavidade do feixe Raman no meio não-linear po- de ser inferior ao limite de danos do meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, em operação, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior a 80 kW/cm2 e a intensi- dade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 80 kW/cm2. Em outras disposições, a intensidade intra- cavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman pode ser superior a 90 kW/cm2, ou superior a 100, 110, 120, 130, 140, 150, 160, 170, 180, 190, 200, 210, 220, 230, 240, 250, 260, 270, 280, 290, 300, 350, 400, 450, ou 500 kW/cm2. A intensidade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no meio não-linear pode ser superior a 90 kW/cm2, ou superior a 100, 110, 120, 130, 140, 150, 160, 170, 180, 190, 200, 210, 220, 230, 240, 250, 260, 270, 280, 290, 300, 350, 400, 450, ou 500 kW/cm2. A intensidade intracavidade do feixe fundamental no meio Raman pode ser inferior ao Iimi- te de danos do meio não-linear e a intensidade intracavidade do feixe Ra- man no meio não-linear pode ser inferior ao limite de danos do meio não- linear. Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o laser também pode compreender um efeito de resfriamento para resfriar o meio não-linear. Em uma disposição adicional, o laser pode com- preender um primeiro elemento de resfriamento para resfriar pelo menos um dentre o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo ou o meio não-linear, e um segundo elemento de resfriamento para resfriar pelo menos um se- gundo dentre o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo e o meio não- linear. Em uma disposição adicional, o laser pode compreender um primeiro elemento de resfriamento para resfriar o meio de ganho de laser, um segun- do elemento de resfriamento para resfriar o meio Raman ativo e um terceiro elemento de resfriamento para resfriar o meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o laser de onda contínua é um laser de onda contínua de estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo as- pectos, o meio de ganho de laser é um meio de ganho de laser em estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo as- pectos, o meio Raman ativo é um meio Raman ativo em estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o meio não-linear é um meio não-linear de estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo e ou meio não-linear são todos meios de estado sólido. Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo as- pectos, o laser pode compreender um gerador de feixe de bomba para gerar o feixe de bomba.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o laser pode ser um laser Raman. O feixe Raman compreende um feixe Raman de onda contínua. O primeiro refletor pode ser um espelho de entrada. Pode ser plano, e pode ser plano-plano. Pode ser um espelho cur- vo. Pode ser pelo menos parcialmente transmissivo na direção do feixe de bomba. Pode ser altamente refletivo na direção do feixe fundamental e o feixe Raman. O segundo refletor pode compreender um acoplador de saída. Pode ser plano e pode ser plano-plano. Pode ser um espelho curvado. Po- dem ser um acoplador de saída separada para o envio de um feixe de laser de saída a partir da cavidade do ressonador. O acoplador de saída (se sepa- rado de ou integral com o segundo refletor) pode ser capaz de enviar um comprimento de onda desejado do feixe de laser de saída a partir da cavida- de do ressonador. O segundo refletor pode ser altamente refletivo na direção do feixe fundamental. Pode ser altamente refletivo na direção dos compri- mentos de onda do feixe de laser que ressonam dentro da cavidade. O ma- terial de laser pode ser capaz de gerar um feixe fundamental dentro da cavi- dade quando bombeado pelo feixe de bomba. Pode compreender um cristal de laser. Um material de laser adequado é GdVO4 que é revestido com íon ativo. O íon ativo pode ser neodímio. O íon ativo pode ser itérbio. O íon ativo pode ser érbio. O íon ativo pode ser túlio. O íon ativo pode ser praseodímio. O íon ativo pode ser cério. O íon ativo pode ser hólmio. Um meio Raman ativo adequado é KGW (KGd(WO4)2). O meio Raman ativo pode ser um cris- tal Raman ativo. O feixe Raman pode ter um comprimento de onda de pri- meiro Stokes, e opcionalmente, um comprimento de onda de segundo, ter- ceiro ou mais Stokes. O gerador de feixe de bomba pode compreender um diodo de laser para a geração do feixe de bomba. O laser também pode compreender um transmissor de feixe de bomba para transmitir o feixe de bomba do gerador de feixe de bomba para a cavidade do ressonador. O la- ser também pode compreender uma ou mais lentes, por exemplo, lentes de colimação, para focar o feixe de bomba em ou no meio de laser. O gerador de feixe de bomba pode compreender um laser de diodo acoplado por fibra. Pode ter uma potência de cerca de 30W, ou entre cerca de 10 e 50W, ou entre cerca de 10 e 40, 10 e 30, 10 e 20, 20 e 50, 30 e 50, ou 20 e 40W, por exemplo, cerca de 10, 15, 20, 25, 30, 35, 40, 45 ou 50W, ou mais de 50W ou menos de 10W.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o laser também pode compreender um meio não-linear para con- versão do comprimento de onda de pelo menos um Stokes do feixe Raman em um comprimento de onda convertido. O meio não-linear pode ser intra- cavidade ou extracavidade. O laser pode compreender um meio não-linear ou mais de um (por exemplo, 2, 3, 4, 5) meios não-lineares, que podem ser iguais ou diferentes. Um ou mais podem ser intracavidade. Um ou mais po- dem ser extracavidade. Cada um pode ser sintonizado individualmente, ou podem ser sintonizados juntos, ou alguns podem ser sintonizados juntos e alguns separadamente. Um meio não-linear adequado é LBO. O meio não- linear pode ser um cristal não-linear. Outros meios não-lineares adequados incluem BBO, KTP e outros cristais conhecidos com não-linearidade de se- gunda ordem. O comprimento de onda convertido pode ser um comprimento de onda de freqüência dobrada, um comprimento de onda de freqüência de soma, um comprimento de onda de freqüência de diferença, um comprimen- to de onda de freqüência triplicada, ou algum outro comprimento de onda convertido. O meio não-linear pode compreender um duplicador de freqüên- cia, um gerador de freqüência de soma, um gerador de freqüência de dife- rença ou algum outro tipo de meio não-linear.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o laser pode compreender um seletor para seleção de um com- primento de onda Stokes para ressonar dentro da cavidade do ressonador. O seletor pode ser um seletor de polarização, um segundo gerador de feixe para semear o meio ativo Raman, ou algum outro tipo de seletor. O laser também pode compreender um sintonizador para sintonizar o meio não- linear (se presente), ou pode compreender mais de um sintonizador se mais de um meio não-linear estiver presente. O ou cada sintonizador pode (inde- pendentemente) ser um sintonizador de temperatura, um sintonizador de ângulo ou algum outro tipo de sintonizador. A sintonia pode compreender combinação de fase. Pode compreender a combinação de fase tipo I. Pode compreender combinação de fase não crítica. A sintonia pode ser tal que os comprimentos de onda Raman sejam convertidos pelo meio não-linear sem rotação de polarização e/ou sem introdução de birrefringência. A sintonia pode permitir a comutação entre a duplicação de freqüência do feixe Raman, a duplicação de freqüência do feixe fundamental e da mistura de freqüência de soma dos comprimentos de onda fundamental e Raman.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, o feixe de bomba CW pode ser modulado de várias formas, por exemplo, pelo corte eletromecânico do feixe de bomba ou eletronicamente pela modulação da corrente suprida para o diodo de laser (ou outra fonte de bomba ou gerador de feixe de bomba). Razões para se fazer isso incluem a personalização da saída do laser para se adequar às aplicações em particu- lar. Isso pode, por exemplo, envolver 1) a modulação liga/desliga em uma taxa de repetição desejada e ciclo de tarefa, ou pode envolver 2) a inclina- ção da amplitude para cima e para baixo para fornecer uma variação de am- plitude desejada, e 3) razões de eficiência, isto é, apenas fornecer luz quan- do for necessário, o que pode resultar em dispositivos menores. O laser po- de compreender um etalon, e/ou uma abertura. O meio de laser e/ou meio Raman ativo ou cristal pode ter impurezas Yb e/ou Tm de menos de 1 ppm.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a cavidade do ressonador possui simultaneamente uma alta "fi- nesse" nos primeiro e segundo comprimentos de onda ótica e uma baixa "finesse" no terceiro comprimento de onda ótica.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, a refletividade de ambos os primeiro e segundo refletores em am- bos os primeiro e segundo comprimentos de onda ótica é entre 99,5% e 99,999%. A refletividade de ambos os primeiro e segundo refletores no com- primento de onda de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman pode estar na faixa de 99,95% e 99,999%. A refletividade de ambos os primeiro e se- gundo refletores no comprimento de onda de ambos os feixes fundamental e Raman pode estar na faixa de 99,99% a 99,999%.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, em operação, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman é superior a 80 kW/cm2 e a intensidade in- tracavidade do feixe Raman de onda contínua no material não-linear é supe- rior a 80 kW/cm2.
Em uma disposição de qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos, em operação, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman é superior a 100 kW/cm2 e a intensidade intracavidade do feixe Raman de onda contínua no material não-linear é su- perior a 100 kW/cm2.
Em aspectos alternativos, é fornecido um método para o forne- cimento de um laser de onda contínua, compreendendo;
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de onda contí- nua em um comprimento de onda convertido para produzir um feixe conver- tido de onda contínua;
onde a cavidade do ressonador é uma cavidade de ressonador de volume de modo pequeno no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua e o feixe Raman; ou
a cavidade de ressonador é uma cavidade de ressonador de alto Q e baixo volume de modo no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua e o feixe Raman; ou
a cavidade do ressonador é uma cavidade de ressonador de pe- queno volume de modo e uma cavidade de alta "finesse" no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua e feixe Raman; ou
a cavidade do ressonador é uma cavidade de ressonador de alta "finesse" e alto Q, de baixo volume de modo no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua e do feixe Raman.
O volume de modo, Vm0de, pode ser relacionado à área de modo (isto é, com referência ao tamanho do feixe, tamanho do ponto, raio do feixe e/ou diâmetro, valor 1/e2) pela relação Vmode = Amode/Lmode Onde Amode e a área de modo transversal e Lm0de é o comprimento do modo. O tamanho de feixe pode estar na faixa de 25 μm a 500 μm, ou 50 μm a 300 μm, 50 μm a 250 μm, 50 μma 200 μm, 50 μm a 150 μm, 50 μm a 100 μm.
Em aspectos alternativos adicionais, é fornecido um método pa- ra a produção de saída de laser de onda contínua, o dito método compreen- dendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onda contínua em um primeiro comprimento de onda ótica;
o fornecimento de um meio Raman ativo posicionado na cavida- de do ressonador capaz de realizar a mudança Raman no primeiro compri- mento de onda ótica para o segundo comprimento de onda ótica para gerar um feixe Raman de onda contínua em um segundo comprimento de onda ótica;
o fornecimento de um primeiro meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador capaz de converter em freqüência o segundo com- primento de onda ótica em um terceiro comprimento de onda ótica para ge- rar um feixe convertido de onda contínua no terceiro comprimento de onda ótica;
o fornecimento de um segundo meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador capaz de converter em freqüência o segundo com- primento de onda ótica em um quarto comprimento de onda ótica para gerar um feixe convertido de onda contínua no quarto comprimento de onda ótica;
o bombeamento ótico do meio de ganho de laser com uma fonte de bomba localizada fora da cavidade do ressonador para gerar o feixe fun- damental no primeiro comprimento de onda ótica que ressona dentro da ca- vidade do ressonador, o primeiro comprimento de onda ótica sendo, subse- qüentemente, alterado Raman no segundo comprimento de onda ótica pelo meio Raman ativo, o segundo comprimento de onda ótica sendo convertido em freqüência pelo primeiro meio não-linear no terceiro comprimento de on- da ótica e o terceiro comprimento de onda ótica sendo convertido em fre- qüência pelo segundo meio não-linear no quarto comprimento de onda ótica;
e
o envio do quarto comprimento de onda ótica a partir da cavida- de do ressonador para fornecer uma saída de laser de onda contínua.
Em aspectos adicionais ainda, é fornecido um método para a produção de uma saída de laser de onda contínua, o método compreendendo:
o fornecimento de uma cavidade de ressonador;
o fornecimento de pelo menos um primeiro refletor e um segun- do refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em ex- tremidades opostas da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um meio de ganho de laser localizado na ca- vidade do ressonador para gerar um feixe fundamental de onde contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade do res- sonador;
o fornecimento de um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade do ressonador para realizar a mudança Raman no feixe fundamen- tal para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade do ressonador;
o fornecimento de um primeiro meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de on- da contínua em um comprimento de onda convertido para produzir um pri- meiro feixe convertido de onda contínua;
o fornecimento de um segundo meio não-linear posicionado na cavidade do ressonador para converter em freqüência o feixe Raman de on- da contínua em um comprimento de onda convertido para produzir um se- gundo feixe convertido de onda contínua;
o envio do segundo feixe convertido de onda contínua a partir da cavidade do ressonador.
Em uma disposição de acordo com qualquer um dos sétimo a décimo sétimo aspectos ou aspectos alternativos, o método pode compre- ender adicionalmente a etapa de fornecimento de um segundo meio não- linear na cavidade do ressonador para conversão de freqüência do terceiro comprimento de onda ótica, o feixe convertido ou o primeiro feixe convertido em um quarto comprimento de onda ótica, um feixe convertido adicional ou um segundo feixe convertido, respectivamente. A cavidade do ressonador pode ter uma alta "finesse" no comprimento de onda do terceiro comprimen- to de onda ótica, feixe convertido ou primeiro feixe convertido e uma baixa "finesse" no comprimento de onda do quarto comprimento de onda ótica, feixe convertido adicional ou segundo feixe convertido, respectivamente. A cavidade do ressonador pode ter um alto Q no comprimento de onda do ter- ceiro comprimento de onda ótica, feixe convertido ou primeiro feixe converti- do e um baixo Q no comprimento de onda do quarto comprimento de onda ótica, feixe convertido adicional ou segundo feixe convertido, respectivamen- te. A cavidade do ressonador pode ter uma "finesse" e um alto Q no com- primento de.onda do terceiro comprimento de onda ótica, feixe convertido ou primeiro feixe convertido e uma baixa "finesse" e baixo Q no comprimento de onda do quarto comprimento de onda ótica, feixe convertido adicional ou segundo feixe convertido, respectivamente. Em uma disposição adicional, uma parte da cavidade do ressonador pode ter um ou ambos uma alta "fi- nesse" ou um alto Q no comprimento de onda do terceiro comprimento de onda ótica, feixe convertido ou primeiro feixe convertido e um ou ambos uma baixa "finesse" ou baixo Q no comprimento de onda do quarto comprimento de onda ótica, feixe convertido adicional ou segundo feixe convertido, res- pectivamente. O quarto comprimento de onda ótica, o feixe convertido adi- cional ou o segundo feixe convertido podem estar na região ultravioleta do espectro ótico. O quarto comprimento de onda ótica, o feixe convertido adi- cional, ou o segundo feixe convertido podem estar na faixa de 250 a 400 nm. O quarto comprimento de onda ótica, o feixe convertido adicional e o segun- do feixe convertido podem estar na faixa de 250 a 300 nm.
Breve Descrição dos Desenhos
Uma modalidade preferida da presente invenção será descrita agora por meio de um exemplo apenas, com referência aos desenhos em anexo, nos quais:
a figura 1 é uma representação esquemática de um laser Raman contínuo (cw) de acordo com a disposição do exemplo 1;
as figuras 2A e 2B ilustram representações de potências de saí- da X corrente de diodo para comprimentos de onda de saída CW 1063, 1176, 588 nm;
as figuras 3A e 3B ilustram representações das potências de saída X corrente de diodo de comprimentos de onda de saída de 1063, 1176, 588 nm para um feixe de bomba cortado;
as figuras 4A e 4B ilustram representações adicionais de potên- cias de saída X corrente de diodo 1063, 1176, 588 nm para um CW e um feixe de bomba cortado;
a figura 4 ilustra gráficos da amplitude dos comprimentos de on- da diferentes como função de tempo para os sistemas de laser operando em diferentes níveis de potência;
a figura 5A ilustra um grafico da estabilidade de amplitude para a saída fundamental 1063 nm, Raman 1176 nm e Raman dupla 588 nm, todos os três comprimentos de onda sendo gravados simultaneamente;
a figura 5B ilustra um gráfico da fase de amplitude para cada uma das saídas fundamental 1063 nm, Raman 1176 nm e Raman dupla 588 nm, todos os três comprimentos de onda sendo gravados simultaneamente com baixa potência;
a figura 6 é uma representação esquemática do sistema de laser Raman cw da disposição do Exemplo 2;
a figura 7 é um gráfico da potência de saída fundamental residu- al e Raman cw como uma função da bomba de diodo; a figura 8 é um gráfico das potências de saída de 588 nm quase cw e cw X a potência instantânea de diodo para excitação CW e modulada (50% do ciclo de tarefa);
a figura 9 é uma representação esquemática do sistema de laser Raman automático da disposição do exemplo 3;
a figura 10 é um gráfico das potências de saída Raman cw (1173 nm) como uma função da potência incidente da bomba para comprimentos físicos de cavidade de 13 e 24 mm;
a figura 11 ilustra um gráfico do fator de qualidade de feixe (M2) do feixe fundamental otimizado, Raman otimizado e fundamental residual nas configurações Raman otimizadas como uma função da potência de bomba;
a figura 12A é um gráfico da potência amarela como uma função da potência de bomba em operação cw ou quase cw;
a figura 12B é um gráfico da potência fundamental de saída oti- mizada, Raman e amarela como uma função da potência de bomba para um comprimento físico fixo de cavidade de 24 mm;
a figura 13 é um gráfico dos espectros Raman e fundamental cw em 16W (potência de saída máxima amarela) e 20,2W de potência de bomba;
as figuras 14A e 14B são representações dos perfis de feixe per- to de campo da emissão amarela quase cw, com quase 150 mW de saída (com amplificação 2x) e quase bomba máxima com 1,88 W de saída respec- tivamente;
a figura 15 é uma representação esquemática do sistema de la- ser Raman da disposição do exemplo 4;
a figura 16 é um gráfico das características de laser para a ope- ração de primeiro Stokes utilizando a cavidade curta para uma disposição do exemplo 4;
a figura 17 é um gráfico das características de laser amarelo com saída de infravermelho residual para a cavidade curta para uma dispo- sição adicional do exemplo 4; a figura 18 é um gráfico dos cálculos do tamanho do modo de cavidade utilizando o software de desenho de laser comercial LASCAD ilus- trando a mudança no tamanho do modo como uma função da posição axial da cavidade curta;
a figura 19 é um gráfico dos cálculos de tamanho de modo de cavidade utilizando o software de desenho de laser comercial LASCAD ilus- trando a mudança no tamanho do modo como uma função da posição axial da cavidade curta;
a figura 20 é um gráfico da potência de saída como uma função da potência da bomba para as cavidades longas de 112 mm e 115 mm do exemplo 4;
a figura 21 é uma disposição esquemática adicional de uma dis- posição de cavidade acoplada do exemplo 4;
a figura 22 é uma disposição esquemática de um sistema de la- ser Raman cw utilizado para a análise numérica;
a figura 23 é uma representação da eficiência de saída, Pouts/Pp para um laser Raman simples, como uma função do acoplamento de saída Stokes e raio de ponto no cristal Raman para um cálculo utilizando um ponto de 150 μm no cristal de laser, e 1% de perda de percurso de retorno para a radiação fundamental e Stokes, e um acoplamento de saída de 0,2% para a radiação fundamental, e para uma potência de bomba de diodo de 15 W;
a figura 24 é uma representação da eficiência de saída Pouts/Pp para um laser Raman simples, como uma função das perdas de retorno Sto- kes e fundamental para um cálculo utilizando um ponto de 150 μm no cristal de laser, um ponto de 125 μm no cristal Raman, um acoplamento de saída de 2% para a radiação Stokes e um acoplamento de saída de 0,2% para a radiação fundamental, e uma potência de bomba de diodo de 15 W;
a figura 25 é uma representação da eficiência de saída Pouts/Pp para um laser Raman duplo, como uma função do tamanho de ponto na du- plicação e do cristal Raman para um cálculo utilizando 150 μm no cristal de laser, e perdas de retorno de 1,0% para fundamental e Stokes, e TD=90%, e uma potência de bomba de diodo de 15W; a figura 26 é uma representação da eficiência de saída Pouts/Pp para um laser Raman duplo, como uma função da perda de percurso de re- torno da radiação fundamental e Stokes para um cálculo utilizando um ponto de 150 μm no cristal de laser, um tamanho de ponto de 125 μm no cristal Raman, um tamanho de ponto de 100 μm no cristal de duplicação, e Td=90%;
as figuras 27A e 27B são gráficos da intensidade intracavidade de onda contínua (em MW/cm2) do feixe fundamental no material Raman necessário para se atingir a operação Raman de onda contínua (o limite Raman) para um sistema de laser contendo Ba(N03)2 como o material Ra- man para os comprimentos de cristal de 1, 2, 3, 4 e 5 mm e para a perda de percurso de retorno de ressonador de 0 a 5% e 0% a 0,5%, respectivamente;
as figuras 27C e 27D são gráficos da potência Raman circulante de intracavidade de onda contínua na cavidade do ressonador no limite Ra- man para um sistema de laser com Ba(N03)2 como o material Raman e para comprimentos de cristal iguais a 1, 2, 3, 4 e 5 mm e para uma perda de res- sonador de retorno de 0 a 5% e 0 a 0,5%, respectivamente;
as figuras 28A e 28B são gráficos da intensidade intracavidade de onda contínua (em W/cm2) do feixe fundamental no material Raman ne- cessário para se alcançar a operação Raman de onda contínua (o limite Raman) para um sistema de laser contendo KGW como o material Raman para comprimentos de cristal de 1, 2, 3, 4 e 5 mm e para perda de ressona- dor de retorno de 0 a 5% e 0 a 0,5%, respectivamente;
as figuras 28C e 28D são gráficos de potência Raman circulante na intracavidade de onda contínua na cavidade do ressonador no limite Ra- man para um sistema de laser com KGW como o material Raman e para comprimentos de cristal de 1, 2, 3, 4 e 5 mm e para a perda de ressonador de retorno de 0 a 5% e 0 a 0,5%, respectivamente;
as figuras 29A e 29B são gráficos da intensidade intracavidade de onda contínua (em MW/cm2) do feixe fundamental no material Raman necessária para alcançar operação Raman de onda contínua (o limite Ra- man) para um sistema de laser contendo BA(WO4) como o material Raman para comprimentos de cristal de 1, 2, 3, 4, e 5 mm e para a perda de resso- nador de retorno de O a 5% e O a 0,5%, respectivamente;
as figuras 29C e 29D são gráficos da potência Raman circulante na intracavidade de onda contínua na cavidade de ressonador no limite Ra- man para um sistema de laser com Ba(WO4) como o material Raman e para comprimentos de cristal de 1, 2, 3, 4, e 5 mm e para a perda de ressonador de retorno de O a 5% e O a 0,5%, respectivamente;
as figuras 30A a 30D são respectivamente a potência circulante de intracavidade modelada no comprimento de onda fundamental (PF), a potência circulante de intracavidade no comprimento de onda Stokes (fun- damental alterada por Raman) (Ps), a potência de saída no comprimento de onda convertido por freqüência (dobrado) (PDout) visível, e a eficiência de conversão não-linear como uma função do tamanho do ponto nos cristais Raman e não-linear (KGW e LBO), respectivamente, e uma potência de bomba de 15 W;
as figuras 31A a 31D são respectivamente a potência circulante intracavidade modelada no comprimento de onda fundamental (PF), a potên- cia circulante de intracavidade no comprimento de onda Stokes (fundamental alterada por Raman) (Ps), a potência de saída no comprimento de onda con- vertido por freqüência (dobrado) (PD0Ut) visível, e a eficiência de conversão não-linear como uma função do tamanho do ponto nos cristais Raman e não-linear (KGW e LBO), respectivamente, e uma potência de bomba de 7,5 W;
a figura 32 é uma coleção de três representações de contorno ilustrando respectivamente a potência circulante intracavidade no compri- mento de onda fundamental (Pf), a potência circulante de intracavidade no comprimento de onda Stokes (fundamental alterada por Raman) (Ps) e po- tência de saída no comprimento de onda convertido por freqüência (dobra- do) (Pdou1) visível, onde as perdas de retorno no comprimento de onda fun- damental são 1,5% e as perdas de retorno no comprimento de onda Ra- man/Stokes é de 1,5%; a figura 33 é uma coleção de três representações de contorno similar à da figura 32, onde as perdas de retorno no comprimento de onda fundamental é de 0,5% e as perdas de retorno no comprimento de onda Raman/Stokes é de 1,5%;
a figura 34 é uma coleção de três representações de contorno similar à da figura 32, onde as perdas de retorno no comprimento de onda fundamental é de 1,5% e as perdas de retorno no comprimento de onda Raman/Stokes é de 0,5%;
a figura 35 é uma coleção de três representações de contorno similar à da figura 32, onde as perdas de retorno no comprimento de onda fundamental é de 0,5% e as perdas de retorno no comprimento de onda Raman/Stokes é de 0,5%;
a figura 36 é uma coleção de três representações de contorno, ilustrando, respectivamente, a potência circulante intracavidade no compri- mento de onda fundamental (Pf), a potência circulante intracavidade no comprimento de onda Stokes (fundamental alterado por Raman) (Ps), e a potência de saída no comprimento de onda convertido por freqüência (do- brado) (Pdou1)i cada um como função das perdas de ressonador de retorno nos comprimentos de onda Raman e fundamental em 15W da potência de bomba e para tamanhos de pontos nos materiais Raman e não-linear (KGW e LBNO, respectivamente) de 200 μm; e
as figuras 37A a 37D são gráficos ilustrando a "finesse" do res- sonador como uma função das perdas de ressonador de retorno.
Descrição Detalhada das Modalidades Preferidas
A presente invenção se refere a um laser Raman de onda contí- nua (CW) e freqüência dupla. O laser pode ser um laser de estado totalmen- te sólido, e pode ser capaz de enviar luz de laser amarela ou laranja. O laser descrito aqui é mais eficiente, mais simples e mais barato do que os Iasers comparáveis da técnica anterior. Pode ser capaz de gerar maior potência de saída do que os lasers que utilizam abordagens alternativas.
Uma característica importante da invenção é a operação de um laser Raman de estado sólido, cristalino, de freqüência dobrada no modo CW. Essa característica é significativa visto que existe uma faixa de aplica- ções de laser na qual a saída pulsada não é aceitável. A presente invenção descreve um laser eficiente e simples, bombeado por diodo, de intracavida- de dobrada (por exemplo, LBO), de mudança Raman (por exemplo, KGW) utilizando, por exemplo, Nd:GdVO4 como um meio de laser. Essa é a primei- ra fonte de amarelo com Bse em laser Raman cristalino CW. Os inventores demonstraram um laser Raman cristalino amarelo de onda contínua de 320 mW e estado sólido em 588 nm.
No laser da presente invenção, um feixe de laser é gerado den- tro de uma cavidade por um material de laser. O material de laser pode ser capaz de emitir, em uso, um feixe de laser de cavidade, quando bombeado por um feixe de laser de bomba. O feixe de bomba pode ser gerado por uma fonte de bomba, que pode ser um laser de diodo. O material de laser pode ser bombeado a partir da extremidade, a partir do lado ou a partir da face (isto é, em uma configuração de laser e disco). O feixe de laser de bomba pode ser gerado pelo suprimento de corrente para um laser de bomba de diodo, de forma que uma parte da potência do feixe de laser de bomba seja absorvida pelo material de laser. Pode haver uma ou mais lentes de colima- ção e uma ou mais lentes de foco, para colimar e/ou focar o feixe de bomba, e, se presente, cada lente pode ser intracavidade ou extracavidade. A lente de foco pode ser localizada entre a lente de colimação e o material de laser. A lente de foco pode focar o feixe de bomba no material de laser. O tamanho do feixe focado no material de laser pode ser fornecido por: Dmin=2,44*f*λ/D onde Dmin é o tamanho do ponto focai (isto é, o tamanho do feixe focado), f é o comprimento do foco da lente de foco, λ é o comprimento de onda do feixe de bomba e D é o diâmetro do feixe do feixe não-focado. O feixe de laser de cavidade é passado para um meio Raman ativo intracavidade que é capaz de gerar pelo menos uma freqüência do feixe de laser Raman. O meio Ra- man ativo pode ser capaz de gerar pelo menos dois feixes de laser de fre- qüência diferente que também podem diferir uma da outra em termos de po- larização ou localização ou alguma outra propriedade. O sistema pode ser encaixado com um seletor que promove a ressonância de um comprimento de onda selecionado do feixe de laser ou desencoraja a ressonância dentro da cavidade de todos menos um dos pelo menos dois feixes de laser. Isso pode ocorrer por meio de um polarizador, ou por meio de motores que orien- tam um espelho ou cristal Raman ativo ou ambos de forma que apenas um feixe seja capaz de ressonar de forma eficiente, ou pode ser por algum outro método tal como semeadura. O feixe selecionado terá maior intensidade, e será, dessa forma, alterado por freqüência de forma mais eficiente pelo meio Raman ativo. O feixe não-selecionado será, de forma correspondente, mu- dado em freqüência de forma menos eficiente. Dessa forma, a potência será concentrada na freqüência Raman selecionada, a dita freqüência sendo se- lecionada pelo seletor. A freqüência selecionada pode ser diretamente envi- ada a partir da cavidade do laser, ou pode ser passada para um meio não- linear, que pode ser um duplicador de freqüência ou um gerador de freqüên- cia de soma ou um gerador de freqüência de diferença, pela conversão da freqüência, por exemplo, em um feixe de laser visível, para envio. O envio pode ser por meio de um refletor de saída ou de um divisor de feixe de pola- rização. O refletor de saída pode ser um acoplador de saída, para desaco- plar e enviar um feixe de saída a partir da cavidade.
O sistema de laser da presente invenção pode ser um sistema de laser bombeado por diodo. Pode ser um sistema de laser de estado to- talmente sólido.
Em uma cavidade do ressonador de acordo com a invenção, pode haver potencialmente uma pluralidade de diferentes comprimentos de onda de luz de laser ressonando na cavidade. Isso pode ser alcançado pela seleção da refletividade dos refletores que define a cavidade de forma que a cavidade do ressonador seja uma cavidade de alto Q (isto é, alto fator de qualidade ótica) para todos os comprimentos de onda que são necessários para ressonar e não uma cavidade de alto Q para comprimentos de onda que são enviados a partir da cavidade do ressonador. De forma equivalente, a cavidade é uma cavidade de alta "finesse" para todos os comprimentos de onda que são necessários para ressonar e não uma cavidade de baixa "fi- nesse" para os comprimentos de onda que são enviados a partir da cavida- de do ressonador. Pode haver um ou mais comprimentos de onda funda- mentais, um primeiro comprimento de onda Stokes, e um segundo compri- mento de onda Stokes. Adicionalmente, em casos nos quais o meio Raman ativo possui duas ou mais mudanças Raman, as mesmas podem ser um primeiro e um segundo comprimentos de onda Stokes de cada um dos um ou mais feixes de mudança Raman gerados pelo meio Raman ativo. A cavi- dade do laser da invenção também pode ter um meio não-linear capaz de duplicar a freqüência ou gerar freqüência de soma ou gerar freqüência de diferença. Dessa forma, cada um dos comprimentos de onda acima pode ser duplicado em freqüência, ou quaisquer dois podem ser somados por fre- qüência ou diferenciados por freqüência, dependendo da sintonia do meio não-linear. Portanto, a presente invenção pode fornecer meios para se envi- ar seletivamente uma ampla variedade de diferentes comprimentos de onda a partir da cavidade.
O feixe de bomba pode ser um feixe de um laser de diodo ou de alguma outra fonte de bomba. O bombeamento pode ser o bombeamento de extremidade ou o bombeamento lateral. A potência do feixe de laser de saí- da do sistema de laser pode depender da freqüência do feixe de laser de bomba, e o sistema pode ter meios (tal como um controlador de freqüência) para alterar a freqüência do feixe de laser de bomba a fim de alterar a po- tência do feixe de laser de saída.
Será compreendido pelos versados na técnica que a freqüência e o comprimento de onda de um feixe de laser são conectados pela equação:
Velocidade da luz = comprimento de onda * freqüência
Conseqüentemente, quando se faz referência à alteração de fre- qüência, conversão de freqüência, freqüências diferentes e termos similares, os mesmos são intercambiáveis com os termos correspondentes alteração de comprimento de onda, conversão de comprimento de onda, comprimen- tos de onda diferentes, e similares.
Na construção de um laser de acordo com a presente invenção, é crucial que os componentes do laser sejam corretamente posicionados a fim de alcançar a eficiência de conversão aceitável para a potência de laser de saída. O laser de acordo com a presente invenção pode ser um laser em estado sólido.
Materiais
Os materiais utilizados para o material de laser, o meio Raman ativo e o meio não-linear são bem conhecidos da técnica. Comumente, neo- dímio é utilizado como um revestimento no material de laser, e meios de la- ser adequados incluem NdYLF, NdYAG, NdYALO e NdYVO4, NdGdVO4 a- pesar de outros íons de revestimento poderem ser utilizados. Outros íons de revestimento que podem ser utilizados incluem itérbio, érbio, e túlio, e outros materiais hospedeiros que podem ser utilizados incluem YAB, YCOB, KGW e KYW. Exemplos de meio Raman ativo incluem KGW (tungstato de gadolí- nio de potássio), KYW (tungstato de ítrio de potássio), nitrato de bário, iodato de lítio, tungstato de bário, tungstato de chumbo, tungstato de cálcio, outros tungstatos e molibdatos, diamante, vanadato de gadolinio, e vanadato de ítrio e outros materiais cristalinos que são Raman ativos. Cada um dos mei- os de laser produz uma freqüência de saída característica, e cada um dos meios Raman ativos produz pelo menos uma mudança Raman característica (para gerar pelo menos um comprimento de onda Stokes característico). Pe- la combinação dos dois tipos de meios, portanto, é possível se alcançar uma faixa de comprimentos de onda de laser de saída. Além disso, um gerador de freqüência de soma pode ser utilizado para gerar os comprimentos de onda adicionais pela combinação de quaisquer dois dos comprimentos de onda. Dessa forma, uma ampla faixa de comprimentos de onda de saída é potencialmente disponível. Segundos geradores de harmônica adequados podem, por exemplo, ser borato de lítio ou borato de bário. A sintonia do se- gundo gerador de harmônica pode permitir que um operador selecione um desses comprimentos de onda como necessário.
A Tabela 1 ilustra as mudanças Raman para uma faixa de meios Raman ativos, e a Tabela 2 ilustra as mudanças Raman e comprimentos de onda Stokes correspondentes para vários meios Raman ativos. Tabela 1: Mudanças Raman para Meios Raman Ativos Selecionados
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Tabela 2: Mudanças Raman e comprimentos de onda Stokes corresponden- tes para meios Raman ativos selecionados
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Cada meio não-linear pode ser configurado para selecionar qual comprimento de onda será convertido pela duplicação de freqüência, gera- ção de freqüência de soma ou geração de freqüência de diferença.
Exemplos de materiais utilizados para duplicação de freqüência ou geração de freqüência de soma incluem LBO, LTBO, BBO, KTP, RTA, RTP, KTA, ADP, KD*P, CLBO, LiNbO3 cristalinos ou materiais polarizados periodicamente tal como niobato de lítio, KTP, KTA, RTA ou outros materiais adequados. Os materiais polarizados periodicamente podem gerar saídas de freqüência dobrada ou freqüência somada através de uma combinação qua- se de fase. A duplicação de freqüência é mais eficiente quando a "combina- ção de fase" é alcançada entre um comprimento de onda e sua segunda harmônica. Uma forma de configurar um cristal não-linear se refere à forma na qual o cristal é "cortado" com relação a seus "eixos geométricos de cris- tal". Esses eixos geométricos de cristal são uma propriedade fundamental do tipo do cristal. O cristal pode ser fabricado com um "corte" para fornecer uma melhor combinação de fase entre um comprimento de onda selecionado e sua segunda harmônica. A sintonia fina dessa combinação de fase pode ser alcançada pela "sintonia de ângulo" do meio. A tolerância de ângulo pode ser inferior a 0,1 grau, e a temperatura pode ser mantida dentro de 0,1 grau. Essas tolerâncias variam dependendo da natureza do cristal. Alternativa- mente a sintonia fina pode ser alcançada pela sintonia da temperatura do meio.
Um laser de acordo com a presente invenção pode ser construí- do utilizando-se um meio Raman ativo e um meio não-linear separados. Dessa forma, as propriedades do meio individual podem ser otimizadas de forma independente. Descobriu-se que dessa forma um sistema de laser pode ser construído fornecendo uma saída de potência comercialmente a- ceitável independentemente da perda de inserção adicional devido ao uso de um componente ótico adicional. No fornecimento seletivo de um feixe de laser de saída a partir desse sistema de laser, um feixe de laser de cavidade é gerado dentro da cavidade do ressonador pelo bombeamento de um mate- rial de laser localizado na cavidade com um feixe de bomba de uma fonte de bomba localizado fora da cavidade. O comprimento de onda de pelo menos uma parte do feixe de laser é então mudado pela passagem do feixe de la- ser através de um meio Raman ativo localizado na cavidade do ressonador. Um comprimento de onda único (no caso de SHG) ou par de comprimentos de onda (no caso de SFG ou DFG) da luz de laser a ser convertida em fre- qüência são então selecionados a partir de vários comprimentos de onda ressonando na cavidade. O comprimento de onda único selecionado ou par de comprimentos de onda de luz de laser são então convertidos por fre- qüência em uma etapa separada, utilizando um meio não-linear sintonizável para gerar um único comprimento de onda convertido de feixe de laser, que pode então ser enviado a partir do sistema de laser. O uso de meios Raman ativo e não-linear separados permite o uso de materiais com maiores limites de danos do que um único meio realizando ambas as funções, e permite a otimização independente dos parâmetros tal como uma posição na cavidade para cada meio. Também fornece acesso a uma ampla faixa de freqüências de saída, como descrito abaixo.
Um laser de acordo com a presente invenção pode ser alternati- vamente construído utilizando um cristal Raman automático (que realiza as funções duplas de material de laser e mudança Raman) e meio não-linear. Pela eliminação da necessidade de se ter um cristal Raman separado, os lasers Raman automáticos podem ter benefícios importantes das perdas de ressonador mais baixas e ressonadores mais curtos, e esses foram fatores críticos na primeira demonstração de um laser Raman automático cw bom- beado por diodo por Demidovich [ver Demidovich, et al. "Continuous-wave Raman generation in a diode-pumped Nd3+:KGd(W04)2 laser", Optics Let- ters, 30, 1701-1703 (2005)] que obteve a operação cw de um laser Raman automático Nd:KGW fornecendo potências de saída de primeiros Stokes de 54 mW para uma bomba de diodo de 1,5W. Esse sistema de laser, no entan- to, não incorporou a duplicação de freqüência. Existem duas desvantagens significativas em potencial associadas aos lasers Raman automáticos no entanto: primeiro, a carga térmica do laser/cristal Raman é exacerbada pela carga térmica adicional do processo de conversão Raman; e segundo, não existe flexibilidade para se otimizar separadamente os tamanhos de modo no laser e cristais Raman como pode ser exigido para se obter uma maior eficiência. A escolha do material Raman automático é, portanto, muito impor- tante - o cristal precisa ter boas propriedades térmicas além de um alto ga- nho Raman. Dos materiais Raman automáticos reportados até hoje, Nd:KGW, Nd:GdVO4 e Nd:YVO4 são amplamente disponíveis, possuem bo- as propriedades térmicas, e um coeficiente de ganho Raman moderadamen- te alto de cerca de 4,5 cm/GW.
A presente invenção pode ser adicionalmente/alternativamente construída utilizando um cristal de laser e um meio não-linear que também é Raman ativo e realiza as funções duplas de mudança Raman e duplica- ção/soma de freqüência. Cristais adequados incluem KTP, KDP, RTP, LilO3, LiNbO3. Esses cristais podem ou não ser também ser polarizados periodi- camente para permitir a combinação de fase através da faixa de comprimen- to de onda necessária.
A presente invenção pode adicionalmente/alternativamente ser construída utilizando um cristal de laser único que é tanto Raman ativo e um meio não-linear, que realiza todas as três funções de geração de radiação de laser fundamental, mudança Raman e duplicação/soma de freqüência. Cristais adequados incluem Nd:KTP, Nd:RTP, Nd:LilO3 e Nd:LiNbO3. Esses cristais podem ou não também ser polarizados periodicamente para permitir a combinação de fase através da faixa de comprimento de onda necessário.
Localização de Elementos
É importante para a operação eficiente do sistema de laser des- crita aqui que as partes de componente do sistema sejam localizadas corre- tamente. Em particular, o meio Raman e não-linear devem estar localizados em uma posição na cavidade onde o diâmetro do feixe a ser convertido por comprimento de onda seja suficiente pequeno para alcançar a eficiência de conversão aceitável.
Lente térmica surge da natureza não-elástica dos processos de espalhamento Raman estimulados. Dessa forma, para cada evento de espa- lhamento, uma pequena quantidade de fóton fundamental é depositada co- mo calor no meio Raman ativo. Isso leva a um perfil de temperatura não- uniforme através do meio Raman ativo. Comumente, o índice de refração de um material de laser aumenta com um aumento na temperatura, e, conse- qüentemente, o dito material de laser age como uma lente convexa. Comu- mente, o índice de refração de um meio Raman ativo reduz com um aumen- to na temperatura e, conseqüentemente, o dito meio Raman ativo age como uma lente côncava (divergente). A combinação desses dois efeitos resulta em um perfil de largura de feixe complexo ao longo da cavidade do ressona- dor. O sistema de laser da presente invenção pode ser operado sob condi- ções nas quais a lente térmica surge. A lente térmica pode causar impacto nas características de estabilidade do sistema de laser. O material de laser pode ter um efeito de lente térmica positivo e o meio Raman ativo pode ter um efeito de lente térmica negativo, e o efeito de lente positivo pode ser comparável em tamanho ao efeito de lente negativo. O efeito de lente térmi- ca dos componentes do sistema de laser pode mudar com uma mudança na potência da bomba. A potência da lente térmica no material de laser é basi- camente dependente da potência de saída da fonte de bomba, da fração dessa potência que é absorvida no material de laser, e do tamanho do feixe de laser de bomba dentro do material de laser. A potência da lente térmica no meio Raman ativo é basicamente dependente da potência do feixe Ra- man alterado, do tamanho do feixe Raman alterado dentro do meio Raman ativo, do comprimento de onda do feixe Raman alterado e a mudança Raman.
Devido à lente térmica dentro dos componentes diferentes do sistema de laser, em adição à curvatura dos espelhos da cavidade e da di- fração natural, a largura de feixe de um feixe de laser dentro da cavidade do ressonador do sistema de laser variará ao longo do comprimento da cavida- de como resultado dos efeitos de aquecimento dentro dos vários componen- tes. Visto que a eficiência do processo que ocorre no meio não-linear au- menta com um aumento da potência do feixe de laser incidente, a localiza- ção do meio não-linear é crítica para a operação eficiente do sistema. Adi- cionalmente, visto que o aquecimento dos componentes do sistema é decor- rente da passagem de um feixe de laser através desses elementos, a locali- zação ideal dos elementos variará com o tempo durante o aquecimento do sistema e com a potência do sistema de laser. Um sistema de laser pode ser projetado para uma potência de saída particular e será projetado para operar com eficiência de pico depois de alcançar a temperatura operacional normal.
Os presentes inventores descobriram que os problemas de es- tabilidade do ressonador associados com a operação de lasers Raman em estado sólido podem ser solucionados pela desenho do laser Raman em estado sólido levando-se em consideração a potência de lente térmica do material de laser e do meio Raman ativo.
As lentes térmicas são formadas no material de laser da seguin- te forma. No processo de geração de saída de laser no comprimento de on- da fundamental no material de laser, o calor é depositado no material de Ia- ser e uma distribuição de temperatura é estabelecida. Através do coeficiente termoótico, uma variação no índice de refração desenvolve através do mate- rial de laser, que age para focar (ou desfocar) a luz que passa através do material, o material de laser agindo como uma lente convergente (ou diver- gente) - esse é o efeito de lente térmica possuindo um comprimento de foco fL. A magnitude de íl diminui com o aumento da potência da bomba absorvi- da e para a potência de bomba máxima absorvida fL = fL(min), isto é, da cor- rente de inicialização inicial para a corrente operacional máxima, existe uma redução nos comprimentos de foco do material de laser. Para a maior parte dos materiais de laser, o material de laser age como uma lente de conver- gência. Em poucos materiais, por exemplo, Nd:KGW, o material de laser po- de agir como uma lente divergente ou convergente, dependendo da orienta- ção do cristal com relação à polarização da luz que se propaga.
As lentes térmicas também são geradas no meio Raman ativo. Com conversão de freqüência por SRS (espalhamento Raman estimulado) o calor é gerado dentro do meio Raman ativo levando aos efeitos de lente sig- nificativo se um comprimento focal fR. Esses efeitos surgem da natureza não-elástica do processo não-linear e para cada evento de espalhamento, uma pequena fração da energia de fóton (7,9% no caso de LiIO3) é deposi- tada como calor no meio Raman ativo. O grau de aquecimento aumenta com a potência gerada nos comprimentos de onda Stokes, mais especificamente para cada fóton de primeiro e segundo Stokes gerado dentro da cavidade de laser, uma quantidade pequena, porém fixa, de calor é depositada dentro do meio. A distribuição de temperatura resultante que é afetada pela condutivi- dade térmica do cristal e pelo tamanho do feixe de laser dentro da cavidade do ressonador causa uma variação do índice de refração através do meio. Enquanto a lente térmica positiva, por exemplo, em um material de laser Nd:YAG escalona adequadamente de forma linear com a potência absorvida a partir de um laser de diodo, a lente térmica, por exemplo, em LilO3, depen- de da densidade de potência de intracavidade no comprimento de onda de primeiro Stokes e qualquer comprimento de onda Stokes de ordem superior, para LilO3, o coeficiente termoótico (dn/dT) é de -84,9x10'6K'1 em um com- primento de onda de 1 mícron (de acordo com a Optical Society of America Handbook of Optics, Ed. Bass, 1995) (mais de dez vezes superior a Nd:YAG e de sinal oposto). Isso significa que a luz que passa através do meio Raman ativo diverge como se estivesse passando através de uma lente convencional com comprimento focai "-fR". Com base na medição da lente térmica em um laser Raman LiIO3 bombeado por lâmpada de arco elétri- co, o tamanho da lente térmica negativa em LilO3 pode ser tão curto quanto -10 cm (em comparação com o meio Nd:YAG).
No caso de um cristal Raman automático, existe duas fontes de lente térmica, isto é, o processo SRS e o processo de geração de laser. Co- mo conseqüência disso, a carga térmica é maior nos cristais Raman automá- ticos, e os efeitos da lente térmica são tipicamente mais extensos do que quando cristais separados são utilizados.
Ambas as lentes térmicas no material de laser e no meio Raman ativo causam impacto nas características de estabilidade do ressonador de forma dinâmica. Adequadamente a posição do material de laser e do meio Raman ativo nas curvaturas da cavidade e/ou refletor (espelho) é tal que o laser é capaz de realizar uma operação estável através de uma faixa sufici- entemente ampla de combinações para íl e ír incluindo o caso especial, no qual:
a) fL = fR = FLmax de forma que a ação do laser possa ser inici- ada, onde FLmax é o comprimento focai correspondente à potência de bomba necessária para que a ação do laser seja iniciada (o que pode ser infinito em algumas configu- rações, e em outras pode ser um valor finito para tornar o ressonador estável), e
b) fR = infinito, fL>fL(min) (de forma que a ação do laser não in- terrompa desejavelmente se SRS for interrompido). Será apreciado pelos versados na técnica que existe um vasto número de diferentes soluções com relação às disposições de cavidade de qualquer dispositivo de laser dependendo das exigências do sistema de la- ser propriamente dito. Por exemplo, cada solução pode ser encontrada em:
1. o caso de cavidades dobradas X cavidades lineares;
2. os casos de cristais Raman diferentes (visto que possuem propriedades térmicas diferentes que afetam o comprimen- to focai ír);
3. os casos de cristais de laser diferentes (que formam dife- rentes fL);e
4. os casos onde o laser é projetado para operar com baixa potência ou com alta potência
e essas soluções referentes a esses casos são adequadamente especifica- das na descrição ou conhecidas dos versados na técnica e que não exigem experimentação adicional.
Será apreciado também que as condições (a) e (b) podem ser verificadas diretamente ou positivamente por testes ou procedimentos co- nhecidos dos versados na técnica onde, a condição (a) é inerentemente sa- tisfeita se o laser estiver operando, e a condição (b) pode ser testada de uma forma direta operando o laser do dispositivo na ausência de espalha- mento Raman. Existem métodos diretos bem conhecidos, o dispositivo no qual o laser pode ser operado na ausência do espalhamento Raman para verificação de se ou não a condição (b) é correspondida, dois dos quais são:
• substituição do acoplador de saída do laser Raman com um acoplador de saída configurado para realizar a operação no comprimento de onda do feixe de laser de cavidade fundamental, isto é, com uma quantidade adequada de transmissão em 1064 nm, digamos 1% no caso de um laser Nd para enviar a luz de 1064 nm, que, por sua vez, reduz a potência de oscila- ção intracavidade nesse comprimento de onda de forma que qualquer con- versão Raman seja suprimida visto que a densidade de potência limite ne- cessária não é alcançada.
• Interrupção do feixe de laser intracavidade por vários segundos (de forma que fR caia para zero) e então o desbloqueio do feixe. Se o lasing recomeçar, então b) é satisfeito. Se o Iasing não recomeçar, então a) não é satisfeito.
Adequadamente uma curvatura de pelo menos um dos refletores e/ou posições do material de laser e o meio Raman ativo com relação à con- figuração de cavidade são tais que os comprimentos focais do material de laser nas potências de entrada de bomba e os comprimentos focais no meio Raman ativo na faixa de potência de saída de laser Raman desejada são mantidas dentro de uma região operacional estável e preferivelmente eficien- te. Nas modalidades preferidas isso pode ser alcançado pela otimização da configuração da cavidade como uma função dos comprimentos focais em adição ao posicionamento do material de laser e do meio Raman ativo den- tro da cavidade e/ou seleção de uma curvatura de pelo menos um dos refle- tores, otimizando um ou mais dentre uma separação entre um ou mais refle- tores, o material de laser e o meio Raman ativo e as características de transmissão do acoplador de saída.
Efeitos adicionais tal como foco de ganho ou foco automático do Raman e/ou feixes de laser podem afetar a estabilidade do ressonador, mas os mesmos são considerados de menor importância do que os efeitos já dis- cutidos.
Nas modalidades preferidas, o laser também é otimizado para as potências de bomba determinadas para obter tamanhos de modo ideais no material de ganho de laser e no meio de ganho Raman e um meio não-linear e potência de saída de laser ideal de forma a obter extração de energia efi- ciente do material de laser além de uma conversão eficiente através do es- palhamento Raman estimulado (SRS) no meio Raman ativo e, se presente, o meio não-linear enquanto mantém a estabilidade de cavidade e evita da- nos óticos dos componentes de laser, isto é, os vários componentes são combinados com base em seus tamanhos de modo associados. O tamanho de ponto ideal e a densidade de potência no meio Raman ativo podem ser um compromisso entre a maximização da eficiência de conversão e a pre- venção de danos óticos. A cavidade é adequadamente otimizada de forma que o tamanho de modo relativo em cada um dos materiais presentes na cavidade seja tal de forma a fornecer uma saída estável eficiente.
A fim de que o laser Raman opere com eficiência ideal adequa- da, os parâmetros de desenho chave (isto é, curvaturas de espalho, com- primento de cavidade, posicionamento dos vários componentes) são ade- quadamente escolhidos de forma que os tamanhos de modo de ressonador no material de laser (A), no meio Raman ativo (B), e no meio não-linear (cris- tal de duplicação de freqüência) (C) sejam quase ideais em um ponto opera- cional desejado e isto é discutido de forma mais vigorosa na seção de mode- lagem abaixo.
Para fins da presente discussão, os tamanhos de feixe (raios) nesses meios podem ser denotados como gm, cdb, ωο, respectivamente. Nos casos nos quais o feixe de laser não é circular, o mesmo é comumente elíp- tico, e o tamanho de feixe pode ser considerado ao longo dos eixos geomé- tricôs longo e curto da elipse. O tamanho de feixe é considerado a distância do eixo geométrico do feixe até o ponto onde a intensidade do feixe cai para 1/(e2) da intensidade do eixo geométrico do feixe. O tamanho de feixe pode variar ao longo do comprimento de um componente em particular. O tama- nho de feixe em um componente particular pode ser considerado o tamanho médio do feixe dentro do componente (comumente utilizado para o meio Raman ativo) ou como o tamanho mínimo de feixe dentro dessa componente (comumente utilizado para o material de laser e para o meio não-linear). o&Aé adequadamente combinado por modo com a dimensão da região bombeada do material de laser, isto é, o tamanho de ponto de bomba (ωρ). ωρ pode va- riar de acordo com a potência da fonte de laser de bomba (por exemplo, um laser de diodo) e a configuração de bombeamento. Por exemplo, um cristal de laser bombeado a partir da extremidade com um laser de diodo de potên- cia baixa (~1 W) pode ter um ωρ de aproximadamente 50 a 100 μm. Um cris- tal de laser bombeado a partir da extremidade com um laser de diodo de 10 a 60 W pode ter um ωρ na faixa de 90 a 700 μm, por exemplo, aproximada- mente 100 a 700, 150 a 650, 200 a 600, 300 a 400, 250 a 350, 200 a 375, 90 a 400, 400 a 700, 200 a 400 ou 400 a 600 μm, e pode ter um Cop de cerca de 90, 100, 150, 200, 250, 300, 350, 400, 450, 500, 550, 600, 650 ou 700 μm. Um cristal de laser bombeado a partir do lado por um ou mais lasers diodo pode ter um cop na faixa de cerca de 500 a 1500 μm. A combinação ideal de modo de cop e ωΑ é um pré-requisito adequado para permitir a extração efici- ente do ganho no material de laser. Quando ωρθ cúa são combinados em modo, o ponto de feixe de laser de bomba se sobrepõe ao feixe de laser de cavidade dentro do material de laser. Se ωΑ for muito pequeno, então (i) o ganho de laser não pode ser extraído de forma eficiente dentro do modo de ressonador TEMoo e (ii) o laser pode oscilar nos modos de ordem superior o 1que é geralmente indesejável. Se ωΑ for muito grande, as perdas de difração podem ocorrer no ressonador devido às aberrações na lente térmica associ- ada com o cristal de laser. Esse efeito é indesejável e prejudicial para as potências de bombeamento aproximadamente > 3 W. A razão ωΑ/ωρ pode estar na faixa de 0,45 a 1,55, 0,5 a 1,5, 0,6 a 1,4, 0,7 a 1,3, ou 0,75 a 1,25 ou 0,7 a 1,25, ou 0,75 a 1,3, ou 0,8 a 1,2, ou 0,9 a 1,1, ou 0,95 a 1,05. A ra- zão ωΑ/ωρ pode ser de cerca de 1,01, 1,02, 1,03, 1,04, 1,05, 1,06, 1,07, 1,08, 1,09, 1,1, 1,12, 1,14, 1,16, 1,18, 1,2, 1,25, 1,3, 1,35, 1,4, 1,45, 1,5, 1,55, 0,99, 0,98, 0,97, 0,96, 0,95, 0,94, 0,93, 0,92, 0,91, 0,9, 0,88, 0,86, 0,84, 0,82, 0,8, 0,75, 0,7, 0,65, 0,6, 0,55, 0,5 ou 0,45, ou pode ser igual a ou cerca de 1. ωΑ pode ser superior a ou igual a ωρ. O tamanho de ponto de bomba pode sobrepor completamente o feixe de laser de cavidade dentro do material de laser. Quando o tamanho do ponto de bomba é combinado por modo com o modo do feixe de laser de cavidade no material de laser no ressonador, a excitação do modo Gaussiano fundamental (TEMoo) pode ser o modo princi- pai na cavidade do ressonador, ou pode haver modos transversais de ordem superior presentes, ωa pode estar na faixa de cerca de 70 a 850 μm, por e- xemplo, cerca de 100 a 850, 250 a 850, 400 a 850, 550 a 850, 70 a 500, 70 a 300, 70 a 150, 100 a 600, 200 a 500, 100 a 300, 300 a 500, 500 a 700 ou 700 a 850 μm, e pode ser, por exemplo, em torno de 70, 100, 150, 200, 250, 300, 350, 400, 450, 500, 550, 600, 650, 700, 750, 800 ou 850 μm. W6 pode ser otimizado para um limite SRS baixo, enquanto ao mesmo tempo os da- nos óticos ao meio Raman são adequadamente evitados. O valor ideal para cob varia de cristal para cristal visto que (i) cristais Raman ativos diferentes possuem ganhos Raman diferentes e diferentes limites para os danos óticos. Se cob for muito grande, então a eficiência de conversão do processo SRS será inferior a ideal. Se Cob for muito pequeno, então (i) a densidade de po- tência ótica no meio Raman ativo pode se aproximar do limite para danos óticos nesse cristal e (ii) a lente térmica associada com o meio Raman ativo pode se tornar mais aberrada, resultando em perdas de ressonador aumen- tadas (devido à difração). Valores típicos para cob estão na faixa de cerca de 50 a 600 μm, e podem estar na faixa de cerca de 100 a 600, 200 a 600, 300 a 400, 250 a 350, 200 a 375, 90 a 400, 100 a 300, 400 a 600, 200 a 400 ou 400 a 600 μm, e pode ser de cerca de 90, 100, 150, 200, 250, 300, 350, 400, 450, 500, 550 ou 600 μm. ωc é adequadamente otimizado para uma conver- são de freqüência eficiente através dos processos de duplicação de freqüên- cia e geração de freqüência de soma. O valor ideal para coc varia de acordo com o tipo de cristal utilizado. Diferentes cristais possuem diferentes coefici- entes não-lineares, ângulos de saída e limites de danos. Se coc for muito grande, então (i) a eficiência de conversão será menor que a ideal; (ii) o campo ótico na freqüência Stokes pode ser "acoplado de forma insuficiente" - nesse caso, os processos não-lineares indesejados tal como geração Sto- kes de ordem superior e foco automático podem ocorrer. Se coc for muito pequeno então (i) os danos óticos podem ocorrer no cristal, (ii) o comprimen- to efetivo da interação não-linear pode se tornar muito curto devido aos efei- tos de "saída" e (iii) o campo ótico no comprimento de onda Stokes pode ser "acoplado excessivamente" o que pode resultar na eficiência de conversão reduzida do processo SRS. Valores típicos para coc estão na faixa de cerca de 90 a 600 m, e podem estar na faixa de 100 a 600, 200 a 600, 300 a 400, 250 a 350, 200 a 375, 90 a 400, 100 a 300, 400 a 600, 200 a 400, ou 400 a 600 μm, e podem ser em torno de 90, 100, 150, 200, 250, 300, 350, 400, 450, 500, 550 ou 600 μm. Essa discussão considera que o tamanho do mo- do em A, B e C seja igual para os campos óticos em diferentes comprimen- tos de onda. Na prática, ωa, ωb, e ωc podem ser ligeiramente diferentes (em < 10%) devido aos efeitos tal como orientação de ganho e foco automático. Adequadamente, o tamanho do modo (tamanho de feixe) no ma- terial de laser é aproximadamente igual ao tamanho de ponto de bomba. Adequadamente, em um meio Raman ativo tal como cristal KGW, BaNO3 ou LilO3, o tamanho do ponto cúb é otimizado para realizar uma operação está- vel e a conversão eficiente de forma que ωb seja similar a ou menor que o tamanho de feixe ωa no material de laser. Adequadamente, o tamanho de feixe ωc no meio não-linear, se presente, é similar a ou inferior ao tamanho de feixe cúb no meio Raman ativo. Uma situação preferida, portanto, é quan- do ωa > ωb > ωc. As disposições estáveis podem ser alcançadas nas quais ωa > ωb e/ou ωb > ωc e/ou ωa > ωc, e/ou ωc > ωb.
Em ressonadores de cavidade acoplados espacialmente nos quais existem cavidades separadas para o feixe de laser de cavidade e o feixe de laser mudado Raman, existe uma exigência de combinação de mo- do adicional, que o feixe de laser de cavidade e o feixe de laser mudado Raman tenham tamanhos de modo similares no meio Raman ativo. A razão do tamanho de modo do feixe de laser mudado Raman no meio Raman ativo para o tamanho de modo do feixe de laser de cavidade no meio Raman ativo pode estar entre cerca de 0,5 e 2, ou entre cerca de 0,75 e 1,5, 0,8 e 1,25 ou 0,9 e 1,1 e pode ser em torno de 0,5, 0,6, 0,7, 0,8, 0,9, 1, 1,1, 1,2, 1,3, 1,4, 1,5, 1,6, 1,7, 1,8, 1,9 ou 2. Ressonadores acoplados espacialmente podem ser particularmente benéficos para inserção de componentes tal como aber- turas, etalons e filtros birrefringentes no ressonador fundamental sem afetar o feixe Raman. Esses componentes podem ser utilizados para várias finali- dades incluindo o controle da estrutura de modo transversal do fundamental, controle do número de modos fundamentais longitudinais que oscilam na cavidade, e sintonia do comprimento de onda do feixe fundamental.
Nas modalidades preferidas, os comprimentos forçais da lente térmica para o material de laser nas potências de entrada de laser e com- primentos focais de lente térmica do meio Raman ativo na potência de saída de laser são determinados e a posição do material de laser e do meio Ra- man ativo na cavidade são selecionados para garantir que durante a opera- ção do laser o ressonador esteja estável. Adequadamente, as lentes térmi- cas para o material de laser podem ser calculadas e então confirmadas pela medição da estabilidade da cavidade. Alternativamente, as lentes térmicas podem ser determinadas por técnicas de medição padrão tal como medições por interferometria de cisalhamento lateral que também podem fornecer in- formação sobre quaisquer aberrações [ver, por exemplo, a técnica descrita em M. Revermann et al., "Thermal lente measurements in an intracavity Lil- O3 laser", ASSL Conference Proceedings, Fevereiro 2000; J.L. Blows et al., "Thermal lente measurement in line-focus end-pumped neodymium yttrium aluminium garnet using holographic lateral shearing interferometry", J. Appli- ed Physics, volume 83, No. 6, março 1998; e em H.M Pask et al., "Thermal lente in a barium nitrate Raman laser", ASSL Conference Proceedings, Fe- vereiro 2001].
Adequadamente, pelo menos a posição do material de laser e do meio Raman ativo na cavidade são selecionadas de forma que a combina- ção de potências de lente térmica para o laser e meio Raman se encontrem dentro de uma região operacional estável de uma representação de estabilidade.
Uma representação de estabilidade de uma cavidade simples de dois espelhos é uma representação dos parâmetros g1 no eixo geométrico y e Q2 no eixo geométrico χ de um gráfico. Esses parâmetros podem ser re- presentados pelas equações:
g1 = 1-L/R1 (1)
g2 = 1-L/R2 (2)
onde L é a distância entre os dois espelhos, R1 é o raio de curvatura de um dos dois espelhos, e R2 é o raio de curvatura do outro.
Foi determinado que, para que uma cavidade de ressonador se- ja estável
0 ≤ g1 • g2 ≤ 1 (3)
Se um dentre g1 e g2 for negativo e o outro for positivo, seu pro- duto é negativo e a cavidade do ressonador será instável. Se ambos forem positivos ou se ambos forem negativos e se seu produto for inferior a 1, en- tão a cavidade do ressonador será estável. Se o efeito de lente térmica do material de laser for positivo e o efeito de lente térmica do meio Raman ativo for negativo e se tiverem magni- tude similar sob condições operacionais, os mesmos podem reagir um ao outro para garantir que a cavidade do ressonador permaneça estável sob condições operacionais.
A fim de garantir que a cavidade permaneça estável em tempe- raturas elevadas do material de laser e do meio Raman ativo, o material de laser e o meio Raman ativo possuem vantajosamente efeitos de lente térmi- ca de sinais opostos, e o comprimento da cavidade do ressonador e as posi- ções relativas do material de laser e do meio Raman ativo com relação aos espelhos definindo a cavidade do ressonador são selecionados de forma que os modos de laser não expandam até um ponto no qual a radiação sofra perdas grandes. Dessa forma, a posição do meio Raman ativo com relação às posições do material de laser e os pelo menos dois refletores, o compri- mento da cavidade, a curvatura de pelo menos um dos refletores que defi- nem a cavidade, além da combinação dos comprimentos focais das lentes térmicas formadas no material de laser e o meio Raman ativo durante a ope- ração do laser pode ser tal que o ressonador de laser (cavidade) permaneça oticamente estável quando a corrente para o laser de bomba é aumentada de zero para uma potência de laser operacional desejada. A potência opera- cional desejada pode ser tal que a potência de saída seja superior a 1W.
Uma representação de estabilidade adequada para um ressona- dor de dois espelhos pode ser determinada como se segue. A matriz de transferência de raio (M) é calculada para um trânsito do ressonador ótico.
Os elementos dessa matriz
<formula>formula see original document page 74</formula>
permitem que um ressonador equivalente (dois espelhos) seja definido com g-parâmetros equivalentes g1*=A, g2*=D e L*=B. O sistema ótico na cavida- de do ressonador pode ser descrito por uma matriz ABCD que é o produto de uma ou mais matrizes ABCD, cada uma das quais corresponde a um e- lemento ótico através do qual a luz passa. A lei ABCD permite que se calcule a mudança em um feixe de laser Gaussiano à medida que o feixe passa a - través de um elemento particular. O determinante da matriz M deve ser a unidade para uma disposição estável da cavidade do ressonador, isto é, AD- BC=1. O regime de estabilidade para a cavidade do ressonador é onde o feixe de laser de cavidade obedece à diferença |S|≤1, onde, S=0,5*(A-D). O modo predominante do feixe de laser de cavidade pode ser um feixe Gaus- siano. Um feixe Gaussiano é um no qual o perfil de potência transversal do feixe possui uma distribuição Gaussiana. O parâmetro q de um feixe de laser Gaussiano em uma posição particular em um ressonador precisa satisfazer a lei ABCD; q=(Aq+B);(Cq+D). As soluções para isso são fornecidas por:
<formula>formula see original document page 75</formula>
A solução permitida deve ter um componente imaginário negati- vo. O parâmetro q incorpora o tamanho de modo e a curvatura de feixe, e é descrita em detalhes em B.E.A. Saleh e M.C. Teich, Fundamentais of Photo- nics, John Wiley and Sons, Nova lorque, 1991, o conteúdo do qual é incor- porado aqui por referência cruzada. O tamanho de modo do feixe de laser de cavidade pode ser determinado ao longo da cavidade do ressonador a partir do parâmetro q.
Em particular, para um sistema possuindo uma lente de compri- mento focai f (isto é, potência de refração 1/f) localizada a uma distância di de um primeiro espelho possuindo raio de curvatura Ri, e uma distância d2 de um segundo espelho possuindo raio de curvatura R2, os elementos da matriz M são:
<formula>formula see original document page 75</formula>
onde L*= d1 +d2-D*d1 *d2 e gi-D*dj(1 -d/Ri); i,j = 1,2; i ≠ j.
Textos descrevendo esse método são N. Hodgson e A. Weber, "Optical Resonators", Springer-Verlag London Limited, 1997 e W. Koechner, "Solid-state Laser Engineering", Springer-Verlag, 1992. A natureza dinâmica do ressonador de laser Raman à medida que a corrente de diodo é aumentada pode ser simulada pelo cálculo de g1* e g2* para combinações adequadas das lentes térmicas no laser e cristais Raman ativos. Quando representada em uma representação de estabilidade, uma curva pode ser definida. Em um ressonador bem projetado, essa curva se encontra em uma região estável da representação de estabilidade (isto é, 0 ≤ g1**g2* ≤ 1) do ponto onde a ação do laser é iniciada para o ponto cor- respondente à potência operacional desejada.
Nas modalidades preferidas, um modelo de computador é utili- zado para determinar as configurações de cavidade adequadas para um re- gime de potência particular utilizando diferentes combinações de meios. Em tal modalidade a potência de lente térmica para uma variedade de cristais de meio Raman pode ser medida através de um espaço de parâmetro amplo das potências de saída de laser Raman e os tamanhos de modo e modelada termicamente. Um programa de desenho de ressonador padrão utilizando configurações de 2 espelhos para ressonadores dobrados mais complexos pode então ser utilizado para determinar os tamanhos de modo de laser Raman e fundamental como uma função da potência de bomba permitindo que os ressonadores estáveis sejam projetados para produzir potências de saída nas regiões especificadas de saídas de mWs a multiwatts. A potência de saída pode ser variada pela variação da freqüência do feixe de laser de bomba.
No presente contexto, a combinação de modo é o processo de combinação do arqueamento de feixe de laser de bomba no material de la- ser com o arqueamento de feixe do feixe de laser de cavidade no material de laser. A fim de realizar a combinação de modo do feixe de laser de bomba com o feixe de laser de cavidade, a lei ABCD pode ser utilizada para deter- minar o tamanho do modo do feixe de laser de cavidade no material de laser e feixe de laser de bomba pode ser focada em ou dentro do material de laser de forma que o tamanho de modo do feixe de laser de bomba combine ou quase combine com o tamanho de modo do feixe de laser de cavidade. Um exemplo da combinação de modo do feixe de laser de bomba com o feixe de laser de cavidade é fornecido em PCT/AU01/00906, o conteúdo do qual é incorporado aqui por referência cruzada. A combinação do modo pode ser necessária a fim de alcançar a potência ideal do sistema de laser.
O material de laser pode ser bombeado/estimulado por um laser de diodo contínuo (semicondutor) utilizando uma geometria bombeada a par- tir do lado, bombeada a partir da extremidade única ou bombeada a partir da extremidade dupla. O bombeamento de extremidade do cristal de laser é uma abordagem muito eficiente para gerar a saída de laser Raman ou sua segunda harmônica. Por exemplo, demonstrou-se em trabalhos anteriores que as eficiências de conversão de ótica para ótica tão altas quanto cerca de 10% para o bombeamento de extremidade com uma saída de 18W a partir de um laser de diodo acoplado por fibra para produzir uma saída de laser Raman KGW de freqüência dobrada e 1,7W a 579 nm. Em comparação com os cristais de laser bombeados a partir do lado, os cristais de laser bombea- dos a partir da extremidade geralmente possuem alto ganho e o tamanho de ponto de bomba no cristal de laser pode ser ajustado para combinar com o tamanho de modo de ressonador. No entanto, os cristais de laser bombea- dos a partir da extremidade também podem dar lugar a lente térmica forte (e divergida), e isso, por fim, limita a capacidade de escalonamento dos lasers Raman bombeados a partir da extremidade.
O bombeamento lateral do cristal de laser pode não resultar em tal eficiência de conversão ótica-ótica tão alta, mas é uma abordagem mais barata, é mais facilmente escalonável e permite maior flexibilidade onde os componentes do ressonador são colocados.
A potência do feixe de laser em cada elemento do sistema de laser deve, no entanto, estar abaixo do limite de dano desse elemento. Des- sa forma, a energia do feixe de laser no material de laser deve estar abaixo do limite de dano para esse material de laser em particular, a energia do fei- xe de laser no meio Raman ativo deve estar abaixo do nível de danos para esse meio Raman ativo em particular e a energia do feixe de laser no meio não-linear (se presente) deve estar abaixo do limite de danos para esse meio não-linear particular. O limite de danos de um elemento em particular dependerá, entre outras coisas, da natureza desse elemento.
A cavidade do ressonador pode ter uma configuração dobrada ou linear ou outra configuração adequada, por exemplo, cavidade acoplada, cavidade em forma de Z, cavidade em forma de L. Pode ter uma configura- ção de anel ou pode ser quase concêntrica. Para o caso de ressonadores acoplados espacialmente, o ressonador fundamental pode ter uma configu- ração de anel e o ressonador Raman pode ser um ressonador linear ou do- brado. A posição do material de laser e do meio Raman ativo em uma confi- guração escolhida são adequadamente escolhidas para fornecer estabilida- de de cavidade para uma ampla faixa de combinações de fL e fR.
O material de laser gera de forma adequada feixes de laser em um comprimento de onda fundamental (1064 nm para Nd:YAG) quando es- timulado pela luz de bomba de um comprimento de onda adequado, e o fei- xe de laser fundamental então propaga para dentro do ressonador de laser. Adequadamente o material de laser é formado por um dentre os seguintes cristais: Nd:YAG, Nd:YLF, Nd:vidro, Ti-safira, Érbio:vidro, Rubi, Érbio:YAG, Érbio:YAB, Nd:YAl03, Yb:YAl03, Nd:SFAP, Yb:YAG, Yb:YAB, Cobalto:MgF2, Yb:GdVO4, Nd:GdV04, YbiYVO4, Nd:YAB, Nd:YVO4, Nd:YALO, Yb:YLF, Nd:YCOB, Nd:GdCOB, Yb:YCOB, Yb:GdCOB ou outro material de laser a- dequado. O material de laser pode ser revestido de AR de banda larga para a região de 1 a 1,2 mícron para minimizar as perdas do ressonador. Opcio- nalmente, o material de laser é sintonizável em comprimento de onda e ca- paz de gerar uma saída de alta potência que pode ser travada em modo. O meio Raman ativo permite adequadamente que a radiação fundamental seja convertida em um comprimento de onda de primeiro Stokes (ou maior) atra- vés do processo não-linear de Espalhamento Raman Estimulado (SRS). De- pendendo da aplicação, o meio Raman ativo converte de forma adequada o comprimento de onda fundamental em comprimento de onda de primeiro Stokes, em comprimento de onda de segundo Stokes ou em um comprimen- to de onda de Stokes mais altos. O meio Raman ativo pode ser revestido AR de banda larga para a região de 1 a 1,2 mícron para minimizar as perdas de ressonador. O meio Raman ativo é adequadamente escolhido com base em alta transmissão nos comprimentos de onda fundamental e Stokes, mudança Raman útil, seção transversal Raman bem alta, alto limite de danos e dispo- nibilidade em comprimentos que excedam 1 cm e escolhido de forma que o ganho Raman seja adequado. O meio Raman ativo pode se um cristal e po- de ser um cristal único. O comprimento do cristal pode ter entre 0,1 e 9 cm de comprimento, e pode ter entre 1 e 7 cm de comprimento. Uma dimensão típica do cristal é 0,5 χ 0,5 χ y cm, onde y é o comprimento do cristal e está na faixa de 1 a 7 cm. Comprimentos maiores de cristal podem ser utilizados onde potências de saída maiores são desejadas visto que o coeficiente de ganho Raman é proporcional ao comprimento do meio de ganho Raman. Alternativamente, um percurso mais longo através do meio Raman ativo po- de ser alcançado utilizando-se uma geometria de múltiplas passagens em ziguezague (por exemplo, descrito na patente U.S. No. 5.673.281 de Byer). Adequadamente, o meio Raman ativo é um cristal único de KGW, LilO3, Ba(NO3)2 ou outro material Raman ativo adequado tal como KDP (fosfato de dihidrogênio de potássio), KD*P (deuterado), KTP, RTP, YVO4, GdVO4, Ba- WO4, PbWO4, niobato de lítio e vários tungstatos (KYW, CaWO4) e cristais de molibdato ou vanadato. Outros cristais Raman ativos adequados são descritos em CRC Handbook of Laser ou no texto "Quantum Electronics", por Pantell e Puthoff. KGW, LilO3 E Ba(NO3)2, YVO4, GdVO4, são preferidos. KGW é um cristal biaxial com um alto limite de danos, e é capaz de fornecer mudanças Raman de 768 e 901 cm-1. Ba(NO3)2 é um cristal isotrópico com um alto coeficiente de ganho (11 cm/GW com bomba de 1064 nm) levando à operação de baixo limite e pode fornecer uma mudança Raman de 1048,6 cm-1. LilO3 é um cristal uniaxial polar com um espectro Raman complexo que depende do corte e orientação do cristal com relação aos vetores de direção de propagação e polarização da bomba e pode fornecer mudanças Raman entre 745 cm-1 e 848 cm-1 (que são úteis quando se tem por objetivo com- primentos de onda para aplicações especificas, por exemplo, 578 nm, que é útil para aplicações médicas incluindo oftalmologia e dermatologia), mas possui um limite de danos mais baixo (cerca de 100 MW/cm2) em compara- ção com Ba(NO3)2 (cerca de 400 MW/cm2). KGW possui um limite de danos bem mais alto de cerca de 10 GWcm-2. YVO4, GdVO4 são cristais uniaxiais que caracterizam boas propriedades térmicas, altos coeficientes de ganho Raman e alto limite de danos. KGW, Ba(N03)2 e LilO3, YVO4 e GdVO4 todos apresentam boas eficiências de inclinação (determinadas pela razão das energias de íóton de Stokes para fundamental) com eficiências de conversão de ótica para ótica de 70 a 80% sendo reportadas para todos os três. O sis- tema de laser é preferivelmente operado de forma que os danos óticos do meio Raman ativo sejam evitados.
As combinações de meio Raman ativo e material de laser a se- guir podem ser particularmente desejáveis: Nd:YAG/Lil03, Nd:YAG/Ba(N03)2, Nd:YAG/KGW, Nd:GdVO4ZLilO3, Nd:GdVO4ZBa(NO3)2, Nd:GdVO4ZKGW, Nd:YVO4ZLiIO3, Nd:YVO4ZBa(NO3)2, Nd:YVO4ZKGW e Nd:YLFZCaWO4. Será apreciado pelos versados na técnica que outras combinações de materiais também podem ser desejáveis dependendo do desenho de um sistema de laser em particular. Um meio não-linear sólido é utilizado para duplicação de freqüência do feixe de laser Raman para produzir uma saída em sua segun- da harmônica ou outro comprimento de onda de freqüência de soma ou fre- qüência diferente. O meio não-linear sólido pode ser localizado na cavidade (cristal de duplicação de intracavidade dobrada localizado dentro do resso- nador). Adequadamente, um ressonador dobrado é utilizado, ou um resso- nador linear é utilizado que incorpora um espelho intracavidade que transmi- te os feixes ressonantes (fundamental e Raman) e reflete o feixe visível. Meios não-lineares sólidos adequados incluem um gerador de segunda har- mônica (SHG), um gerador de freqüência de soma (SFG) ou um gerador de freqüência de diferença (DFG). Como exemplos de meio não-linear pode-se mencionar LBO, KTP, RTP, BBO, LilO3, KDP, KD*P, KBO, KTA, ADP, LiN- b03 (niobato de lítio) ou LiNbO3 polarizado periodicamente ou combinações dos mesmos (por exemplo, para gerar lasers verde e amarelo simultanea- mente). Adequadamente, um cristal LBO, BBO ou KTP é utilizado. A luz po- de ser dobrada em freqüência ou somada em freqüência pela sintonia de ângulo e/ou controle da temperatura do meio não-linear sólido. Nas modali- dades preferidas, a luz é dobrada em freqüência de modo a gerar luz amare- la. Variações típicas no comprimento de luz visível com um cristal LBO cor- tado para a combinação de fase não crítica tipo 1 com sintonia de tempera- tura pra aproximadamente 149°C, 40°C ou 0°C incluem 532 nm (verde), 578 a 580 nm (amarelo) e 632 a 636 nm (vermelho). Pela duplicação de freqüên- cia pode ser possível se gerar comprimentos de onda na região espectral amarela ou laranja adequada para aplicações dermatológicas, oftálmicas, biomédicas, de exibição de percepção remota e exibição visual, e por meio de outros processos tal como geração de freqüência de soma, comprimentos de onda adicionais podem ser gerados. O desenho de ressonador pode ser tal que o tamanho do feixe de laser no meio de duplicação seja suficiente- mente pequeno para permitir a conversão eficiente e grandes potências de saída, mas grande o suficiente para evitar danos óticos. Adequadamente, o meio não-linear sólido é revestido com AR para minimizar as perdas na regi- ão de 1 a 1,2 mícron e na região visível onde possível. Um cristal LBO re- vestido com AR adequado para uso de intracavidade tem 4 x 4 x 10 mm e para uso extracavidade tem 4 x 4 x 10 mm apesar de outros tamanhos pode- rem ser utilizados.
Preferivelmente1 a cavidade do ressonador é definida por pelo menos dois refletores que podem ser dois espelhos pelo menos um dos quais é curvo para fornecer um feixe de laser de saída estável (o outro espe- lho pode ser plano). Outros refletores adequados que podem ser utilizados na presente invenção incluem prismas ou grades. Mais preferivelmente, pelo menos dois espelhos curvos são utilizados, apesar de se possível se utilizar mais de dois espelhos. No caso de ressonadores espacialmente acoplados, conjuntos diferentes de espelhos podem ser utilizados para ressonar o feixe de laser fundamental e o feixe alterado Raman. Um ou mais espelhos po- dem ser comuns a ambos os ressonadores. Um espelho adicional pode ser incluído em uma configuração de cavidade linear, por exemplo, um espelho dicróico que é altamente transmissivo nos comprimentos de onda fundamen- tal e Raman alterado, e altamente refletivo no comprimento de onda do feixe convertido por freqüência. A vantagem desse espelho intracavidade é que a saída convertida por freqüência, que ocorre em dois feixes de propagação contrária, pode ser basicamente a saída através do acoplador de saída. Es- pelhos adicionais podem ser utilizados como espelhos de dobra de cavida- de, que podem ser dicróicos, e que servem como acopladores de saída para o feixe convertido por freqüência, enquanto servem para ressonar os feixes fundamental e Raman alterado. Refletores adequados definindo a cavidade do ressonador podem ser revestidos para permitir a operação com limites Raman mais baixos para Stokes de primeira ordem, ajudando, assim, a su- primir a geração de Stokes de ordem superior e auto-foco. Os espelhos tam- bém podem ser revestidos de forma a possuírem alta transmissão nos com- primentos de onda de saída de interesse. Os refletores podem ser forneci- dos com revestimento dielétrico especial para qualquer freqüência desejada. Os espelhos podem fazer com que a saída de laser seja acoplada fora da cavidade tal como pelo uso de um espelho dicróico de banda larga transmis- sivo na freqüência do feixe de saída, mas adequada e altamente refletivo em outras freqüências de modo a causar um acúmulo de intensidades de potên- cia dos feixes na cavidade.
Alternativamente, um divisor de feixe de polarização pode ser utilizado para desacoplar a saída do laser. O raio de curvatura e separação entre os refletores (comprimento de cavidade) e as características de trans- missão do espelho de desacoplamento são adequadamente escolhidos para fornecer estabilidade à cavidade para uma faixa suficientemente grande de combinações de fL e fR. O raio de curvatura dos refletores é adequadamente selecionado com base no cristal de laser e Raman ativo utilizado (para al- guns cristais Raman ativo as potências de lente efetiva positivas do refletor são desejáveis e para outros, as potências de lente efetiva negativas dos refletores são desejáveis). Adequadamente, os espelhos são escolhidos de forma a serem superiores a 99% refletivos nos comprimentos de onda de laser. O espelho de saída pode ser escolhido (para otimizar a saída de pri- meiro Stokes) de forma a ser entre 10 e 90% refletivo no comprimento de onda Raman com o outro espelho sendo mais de 99% refletivo nos compri- mentos de onda Raman. A cavidade do ressonador de laser é adequada- mente um ressonador estável que suporta o modo TEM00. Para o laser do- brado de intracavidade, todos os espelhos/refletores são adequadamente escolhidos de forma a serem >99% refletivos no comprimento de onda fun- damental e nos comprimentos de onda Raman. O feixe de laser de freqüên- cia dobrada é adequadamente acoplado fora do ressonador através de um espelho dicróico - isto é, um espelho que possui alta transmissão no com- primento de onda de freqüência dobrada, mas alta refletividade nos compri- mentos de onda fundamental e Raman. Preferivelmente, o ressonador pos- sui três ou mais espelhos/refletores e é configurado de modo que os feixes somados em freqüência ou dobrados em freqüência que são gerados em ambas as direções no meio não-linear possam ser extraídos de forma efici- ente em um único feixe. Em tal configuração, o espelho de extremidade mais próximo do meio não-linear terá alta refletividade no comprimento de onda dobrado em freqüência.
Adequadamente, as características de transmissão, o raio de curvatura e a separação dos refletores são personalizados para alcançar uma operação eficiente e estável do laser Raman e quando um meio não- linear sólido é utilizado, para gerar saída nos comprimentos de onda visíveis pela duplicação de freqüência ou geração de freqüência de soma no meio não-linear. Adequadamente, a curvatura dos refletores e o comprimento da cavidade são otimizados para obter o diâmetro de modo desejado de forma que tamanhos de feixe quase ideais "sejam alcançados simultaneamente no material de laser, no meio Raman ativo e no meio não-linear sólido de forma que mudanças nos comprimentos focais do material de laser e no meio Ra- man ativo como resultado dos efeitos térmicos no material de laser e no meio Raman ativo durante a operação do laser não façam com que os mo- dos de laser expandam até o ponto em que a radiação sofra perdas grandes. O material de laser, o meio Raman ativo e o meio não-linear podem ser po- sicionados na cavidade como elementos discretos. Alternativamente um ou mais dos componentes podem ser não discretos, um componente realizando a função dupla de ambos o material de laser e o meio não-linear (tal como a duplicação de freqüência automática ou materiais de duplicação automática tal com Yb:YAB e Nd:YCOB) ou a realização da função dupla do material de laser e do meio Raman ativo (Nd:KGW) ou a função dupla do meio Raman ativo e do meio não-linear (tal como pelo uso de um cristal não centro- simétrico tal como L1IO3).
Pelo menos um polarizador pode ser incluído na cavidade e po- de ser uma ou duas placas de vidro em ângulo Brewsters e;ou um cubo ou outro polarizador. Tais polarizadores fazem com que o fundamental Iase em apenas uma polarização linear. Alguma discriminação de polarização tam- bém pode ser introduzida através do uso de espelhos na incidência não normal.
Refletores
As propriedades de transmissão dos revestimentos dielétricos nos refletores de cavidade podem ser otimizadas para adequar aos compri- mentos de onda de saída do sistema de laser. Dessa forma, por exemplo, quando o sistema compreende um meio não-linear para conversão da fre- qüência do feixe de laser que sai do meio Raman ativo, o refletor pode ser transmissivo para a freqüência convertida e refletivo para todas as outras freqüências geradas na cavidade. Isso pode ser alcançado pela seleção da refletividade dos refletores que definem a cavidade de forma que a cavidade seja uma cavidade de alta Q ótica (alta "finesse") para todos os comprimen- tos de onda que precisam ressonar e não uma cavidade q alta (isto é, baixo Q e baixa "finesse") para comprimentos de onda que são enviados a partir da cavidade do ressonador. De forma equivalente, a cavidade é uma cavi- dade de alta "finesse" para todos os comprimentos de onda que precisam ressonar e não uma cavidade de baixo "finesse" para comprimentos de onda que são enviados a partir da cavidade de ressonador.
A "finesse" da cavidade do ressonador F em um comprimento de onda particular é relacionada com a perda de percurso de retorno do resso- nador nesse comprimento de onda e pode ser determinada a partir da equação:
<formula>formula see original document page 84</formula>
em que Lλ é a perda da cavidade do ressonador em um comprimento de on- da particular que compreende fatores de transmissividade de espelho/perda (ou, alternativamente, refletividade do espelho), nesse comprimento de onda além de outras perdas de ressonador (isto é, espalhamento/perdas de refle- xo dos elementos da cavidade do ressonador ou outras perdas de retorno).
As figuras 37a a 37d ilustram exemplos da "finesse" como uma função da perda do ressonador. Uma cavidade de alta "finesse" terá geralmente uma F maior do que cerca de 100 no comprimento de onda particular de interesse. Em outras disposições, a alta "finesse" pode ser superior a F = 500 ou supe- rior a F = 1000. Uma cavidade de baixa "finesse" (baixo Q) terá tipicamente uma F inferior a cerca de 5. A "finesse" F pode ser diretamente relacionada com o fator de qualidade ótica da cavidade (fator Q ótico da cavidade) pelas relações:
<formula>formula see original document page 85</formula>
e
<formula>formula see original document page 85</formula>
onde ωo é a freqüência de ressonância da cavidade, ω é a largura de linha (FWHM) da ressonância na freqüência de ressonância de cavidade, Δω é a faixa espectral livre da cavidade, T = 2π/ω é o tempo de ciclo ótico, tRT=ko.2d/(ωo=(27πn/λo) (2d/ωo) é o tempo de retorno da cavidade e k0 é o vetor de onda da onda que percorre a cavidade. Note-se que para a presente dis- cussão, os versados na técnica deverão ser capaz de discernir o compri- mento de onda ou freqüência de ressonância para uso nas equações acima quando se referindo aos feixes fundamental, Raman ou de freqüência do- brada, como adequado. Informação adicional sobre Q e "finesse" de um res- sonador pode ser encontrada em vários textos (tal como, por exemplo, Koe- chner "Solid State Laser Engineering", 5a edição, capítulos 3 e 5).
Em geral, a cavidade Q se refere ao número de ciclos óticos (vezes 2π) antes de a energia armazenada na cavidade cair para 1/e de seu valor original. De forma similar, a "finesse" se refere ao número de idas e voltas (vezes 2π) antes de a energia armazenada na cavidade cair pra 1/2 de seu valor original. Portanto, Q e "finesse" são figuras similares, porém diferentes de uma cavidade de ressonador. Por exemplo, para uma cavidade de ressonador onde as perdas são dominadas por perdas de espelho, então a cavidade Q pode ser aumentada pelo aumento do comprimento de cavida- de, ao passo que a "finesse" é independente do comprimento de cavidade. Tanto "finesse" quanto Q, no entanto, são figuras de mérito para as capaci- dades de circulação de luz da cavidade do ressonador, e as potências circu- lantes (Pcirc em watts) e intensidades (Icirc em Watts/cm2) na cavidade podem ser relacionadas com ambas a "finesse" e a cavidade Q;
<formula>formula see original document page 86</formula>
e
<formula>formula see original document page 86</formula>
onde Amode é a área de modo do feixe no ressonador. Portanto, pode ser prontamente observado que uma alta intensidade pode ser alcan- çada pelo aumento da potência circulante (pelo aumento da "finesse") ou pela redução da área de modo.
Portanto, pelo ajuste da cavidade Q, a "finesse" F ou a área de modo dos feixes relevantes na cavidade do ressonador (isto é, fundamental ou Raman), em determinados locais na cavidade (isto é, no cristal Raman ou no cristal não-linear em particular), altas intensidades podem ser realizadas nos cristais relevantes para realizar uma operação de laser eficiente em um comprimento de onda desejado. Em particular, uma alta intensidade circu- lante do feixe Raman alterado pode ser realizada no cristal não-linear dis- posto na cavidade para realizar uma conversão não-linear eficiente, por e- xemplo, > 2% ou entre 2 e 50%, 2 e 40%, 2 e 30%, 2 e 20%, 2 e 10% ou 2 e 5% do feixe Raman (a freqüência de meio não-linear converte de forma não- linear os aumentos de eficiência de conversão com intensidade crescente do feixe Raman em meio não-linear).
Configuração de Ressonador
Os métodos descritos para a seleção de comprimento de onda podem ser aplicados aos lasers Raman construídos utilizando-se uma varie- dade de desenhos de ressonador, incluindo ressonadores de cavidade aco- plada, ressonadores de intracavidade compartilhada e ressonadores Raman automáticos.
Seleção de Comprimento de Onda
A presente invenção vislumbra uma variedade de métodos nos quais se seleciona a freqüência Raman alterada predominante que ressona- rá dentro da cavidade. Esses métodos incluem:
Semeadura:
A semeadura pode ser utilizada quando o cristal Raman ativo possui um espectro Raman espontâneo que inclui 2 ou mais picos suficien- temente fortes, correspondentes a duas ou mais mudanças Raman. Um meio Raman ativo que é capaz de produzir mais de um comprimento Stokes pode ser semeado pela irradiação do mesmo com um feixe semente de comprimento de onda desejado, o dito comprimento de onda sendo um dos comprimentos de onda Stokes do meio Raman ativo. Isso faz com que o meio Raman ativo converta a maioria ou todos os fótons que chegam ao mesmo de material de laser em comprimento de onda do feixe semente. Portanto, o comprimento de onda do feixe de luz de laser de saída pode ser selecionado pela seleção de um comprimento de onda adequado de feixe semente. Por exemplo, para se produzir uma luz de laser de saída amarela a 579 nm a partir de um sistema que compreende um material de laser Nd- YAG com um meio Raman ativo KGW, um feixe semente a 1158 nm aplica- do ao cristal KGW fará com que o mesmo direcione um feixe de laser de 1158 nm para o meio não-linear. Se, por exemplo, o meio não-linear for um cristal de duplicação de freqüência, isso geraria o feixe de luz de laser de saída amarelo a 579 nm. Alternativamente, se um feixe semente a 1176 nm for aplicado ao cristal KGW, isso faria com que o mesmo direcionasse um feixe de laser de 1176 nm para o meio não-linear. A duplicação de freqüên- cia pelo meio não-linear geraria então um feixe de luz de laser de saída a 588 nm. O laser semente pode ser um laser diodo de baixa potência ou pode ser um LED ou pode ser algum outro tipo de laser semente. Os lasers diodo de baixa potência são prontamente disponíveis nos comprimentos de onda desejados. A potência do feixe semente deve ser suficiente para causar uma transição Raman para alcançar o limite e exaurir significativamente o campo fundamental a fim de impedir que outra transição Raman alcance o limite. A potência semente pode estar entre 1 μW e 10 mW, ou entre 10 μW e 1 mW, ou entre 100 μW e 500 μW, e pode ser de cerca de 1, 2, 5, 10, 20, 50, 100, 200, 300, 400, 500, 600, 700, 800 ou 900 μW ou cerca de 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9 ou 10 mW, ou pode estar abaixo de 1 μW ou pode estar acima de 10 mW. O ângulo de incidência do feixe semente não é crítico, apesar de po- tências semente maiores poderem ser exigidas se a potência semente for injetada fora do eixo. A semeadura pode envolver a semeadura com um fei- xe polarizado. Isso faz com que o meio Raman ativo converta quase todo ou todos os fótons que alcançam o mesmo a partir do material de laser em po- larização do feixe semente. Portanto, a polarização do feixe de luz de laser de saída pode ser selecionada pela seleção de uma polarização adequada do feixe semente. Visto que uma polarização particular é associada com uma freqüência particular, isso, por sua vez, ira selecionar a freqüência par- ticular de luz de laser de saída.
Birrefringência
Um cristal Raman ativo birrefringente pode produzir diferentes comprimentos de onda Stokes que são alterados espacialmente com relação um ao outro. Se o refletor que define a extremidade de saída do sistema de laser for curvo, esse refletor pode ser orientado de forma que apenas um comprimento de onda Stokes seja capaz de ressonar dentro da cavidade do ressonador. Pela alteração da orientação desse refletor e/ou cristal Raman ativo, um comprimento de onda particular da luz de laser de saída pode ser selecionado. No caso onde o feixe fundamenta não é polarizado, um método preferido pode ser deixar o cristal Raman ativo fixo e mover os espelhos pa- ra escolher a freqüência Stokes particular. No caso onde o feixe fundamental é polarizado, pode ser preferível se girar o cristal Raman ativo e ajustar o espelho a fim de otimizar a ressonância do comprimento de onda desejado da luz de laser. Seleção de Polarização
Um cristal Raman ativo pode ser capaz de produzir um compri- mento de onda Stokes diferente em resposta às diferentes polarizações da luz de laser incidente. Se a luz de laser incidente não for polarizada, tal cris- tal produziria dois comprimentos de onda separados da luz de laser de saí- da, cada um polarizado ortogonalmente com relação ao outro. No entanto, se a luz de laser incidente for polarizada, então apenas um comprimento de onda Stokes é produzido, e, conseqüentemente, apenas uma freqüência de feixe de luz de laser de saída é gerado a partir do sistema. O polarizador, que polariza a luz que ressona dentro da cavidade do ressonador, pode ser um polarizador mecanicamente rotativo, ou pode ser um elemento rotativo Faraday ou um elemento rotativo eletroótico onde a seleção da polarização é realizada eletronicamente. Pela rotação da polarização do polarizador, um comprimento de onda de luz de laser de saída do sistema de laser pode ser selecionado.
Seleção de comprimento de onda direta
Um seletor de comprimento de onda para a seleção direta do comprimento de onda a ser enviado pode ser incorporado na cavidade da invenção. O seletor de comprimento de onda pode, por exemplo, ser um fil- tro ótico, um prisma, uma grade, um etalon, um filtro de interferência ou al- gum outraelemento para a seleção do comprimento de onda da luz de laser a ser enviada a partir da cavidade do ressonador. Nesse caso, o comprimen- to de onda selecionado será enviado a partir da cavidade, e esses compri- mentos de onda não-selecionados serão suprimidos ou continuarão a resso- nar dentro da cavidade até que, através de vários processos de conversão de comprimento de onda ocorrendo na cavidade, sejam convertidos no com- primento de onda selecionado e enviados a parti da cavidade. O acoplador de saída pode compreender um dos refletores que definem a cavidade, e pode ser seletivamente transmissivo para faixas de comprimento de onda particulares. Por exemplo, o acoplador de saída pode transmitir apenas os dois comprimentos de onda de segundo Stokes e pode refletir os compri- mentos de onda de primeiro Stokes e fundamental. O elemento sintonizável do comprimento de onda ou algum outro elemento pode então ser utilizado para selecionar entre os dois comprimentos de onda de segundo Stokes. Dessa forma, o acoplador de saída pode ser um componente do seletor que é utilizado para selecionar o comprimento de onda a ser enviado a partir da cavidade.
Sintonia
O laser da presente invenção inclui um meio não-linear para a conversão de freqüência do feixe de laser de saída a partir do meio Raman ativo. Pode ser desejável se sintonizar o meio não-linear a fim de permitir que o mesmo converta uma freqüência particular da luz de laser. Métodos adequados para sintonia do meio não-linear para uma freqüência particular incluem:
Sintonia de ângulo
Um cristal birrefringente pode responder a comprimentos de on- da diferentes de luz incidente em ângulos diferentes. Dessa forma, se um feixe incidente compreender mais de um comprimento de onda de luz, o comprimento de onda que é alterado pelo cristal pode ser selecionado pela rotação do cristal. Por exemplo, um material de laser NdYAG pode produzir um feixe com comprimento de onda 1064 nm. Se isso for direcionado para um cristal Raman ativo KGW, o cristal KGW pode produzir ambos os com- primentos de onda Stokes de 1158 nm e 1272 nm. Se esse feixe de saída for direcionado para um cristal gerador de segunda harmônica, o compri- mento de onda de entrada 1158 nm ou o comprimento de onda de 1272 nm pode ser seletivamente convertido em sua segunda harmônica. Conseqüen- temente, a rotação do cristal pode selecionar entre os comprimentos de on- da de saída de 579 nm ou 636 nm (sendo a segunda harmônica de 1158 e 1272 nm, respectivamente). Uma desvantagem desse método é que o ar- queamento de feixe para um feixe 1158 nm será em uma posição diferente do para um feixe 1272 nm devido aos efeitos de lente térmica. Dessa forma, a posição do cristal pode ser escolhida como sendo um compromisso entre duas posições ideais, ou para favorecer o feixe cuja potência de saída é a mais crítica para a aplicação final. Alternativamente, um dispositivo pode ser fornecido para mover o cristal para a posição ideal quando da seleção de um comprimento de onda particular da luz de laser de saída. Uma desvantagem adicional desse método é que os refletores podem precisar ser girados quando da comutação entre os comprimentos de onda da luz de laser de saída.
Sintonia de temperatura
É possível se sintonizar o comprimento de onda ao qual o meio não-linear responderá pela alteração da temperatura do meio não-linear. Dessa forma, nesse exemplo de um material de laser NdYAG com um meio Raman ativo KGW1 um meio não-linear pode receber um feixe de entrada compreendendo a comprimentos de onda de 1064, 1158 e 1272 nm. A 150 C, o cristal pode responder à luz de laser de 1064 nm para produzir um feixe de saída verde a 532 nm, a 40 C pode responder a uma luz de laser de 1158 nm para produzir um feixe de saída amarelo a 579 nm, e a 0 C pode responder a uma luz de laser de 1272 nm para produzir um feixe de saída vermelho a 636 nm. Uma desvantagem desse método é que a massa térmi- ca do meio não-linear faz com que a alteração entre os comprimentos de onda de luz de laser de saída diferentes seja mais lenta do que para outros métodos. Adicionalmente, pode haver problemas práticos com resistência de materiais de construção a altas temperaturas, e com condensação causada pelas temperaturas subambientes. Como com a sintonia de ângulo, a locali- zação do meio não-linear deve ser um compromisso entre as posições ideais para comprimentos de onda diferentes.
Em uma variação de sintonia de temperatura, o meio não-linear compreende um meio não-linear único, no qual o meio não-linear é cortado de forma que possa ser sintonizado com temperatura para converter uma primeira freqüência de luz de laser incidente passando através do meio em um primeiro ângulo, ou uma segunda freqüência de luz de laser incidente passando através do meio em um segundo ângulo. O sintonizador pode compreender um sintonizador de temperatura para sintonizar em temperatu- ra o meio não-linear a fim de selecionar qual freqüência de luz de laser inci- dente é convertida. Dessa forma, por exemplo, o meio não-linear pode com- preender um cristal cortado de forma que seja capaz de dobrar a freqüência fundamental no ângulo não refletido (incidente) quando mantido em uma primeira temperatura, e que seja capaz de dobrar a freqüência de primeiro Stokes no ângulo refletido quando mantido em uma segunda temperatura.
Nesse caso, quando o cristal é mantido na primeira temperatura, o funda- mental será dobrado para formar uma freqüência visível que pode ser envia- da a partir da cavidade. Quando o cristal é mantido na segunda temperatura, a freqüência fundamental ressonará na cavidade e será convertida pelo meio Raman ativo no comprimento de onda de primeiro Stokes, que pode então ser dobrado pelo cristal para gerar uma freqüência de saída visível. Essa variação é similar ao método de múltiplos cristais descrito abaixo, onde múl- tiplos cristais são representados por dois ângulos diferentes dentro do mes- mo cristal. O ângulo de bounce pode ser entre cerca de 1 e cerca e 45°, ou entre cerca de 1 e 30, 1 e 20, 1 e 10, 1 e 5, 5 e 45, 20 e 45, 30 e 45, 2 e 10, 3 e 8, 4 e 7 ou 4 e 6°, e pode ser de cerca de 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 15, 20, 25, 30, 35, 40, 45°. Nesse caso o ângulo de bounce é definido como o ângulo entre o feixe incidente e a superfície a partir da qual o mesmo reflete. O ângulo entre o feixe incidente e o ângulo do cristal pode ser inferior a cer- ca de 10°, ou inferior a cerca de 8, 6, 4, ou 2°, e pode ser de cerca de 0, 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10 . O ângulo pelo qual o feixe é desviado pelo reflexo dentro do cristal pode ser entre cerca de 1 e 90°, ou entre cerca de 1 e 60, 1 e 40, 1 e 20, 1 e 10, 10 e 90, 40 e 90, 60 e 90, 4 e 20, 6 e 16, 8 e 14 ou 8 e 12°, e pode ser de cerca de 2, 4, 6, 8, 10, 12, 14, 16, 18, 20, 30, 40, 50, 60, 70, 80 ou 90°. A diferença de temperatura entre as duas temperaturas às quais o cristal pode ser sintonizado pode se inferior a 50°C, ou inferior a cer- ca de 40, 30, 20, 10 ou 5°C, e pode ser entre cerca de 5 e 50, 10 e 50, 20 e 50, 5 e 40, 5 e 20, 5 e 10, 10 e 40, 10 e 20, 20 e 40, 15 e 30 ou 15 e 25°, e pode ser de cerca de 5, 10, 15, 20, 25, 30, 35, 40, 45, ou 50°.
O corte do cristal pode afetar a magnitude da diferença de tem- peratura entre as duas temperaturas às quais o cristal pode ser sintonizado. Será compreendido que para um eixo geométrico do cristal particular, o comprimento de onda e saída será uma função da temperatura. Pela esco- lha do corte de cristal adequado, as curvas o comprimento de onda X tempe- ratura para os diferentes eixos geométricos de cristal se sobrepõem. Como resultado disso, pode se possível se obter duas freqüências diferentes de luz de laser convertida (por exemplo, visível) em uma temperatura única, e con- seqüentemente, o sistema de laser pode se capaz de produzir múltiplas fre- qüências de saída simultaneamente.
Múltiplos cristais
Um método para se superar pelo menos algumas das desvanta- gens da sintonia de ângulo e de sintonia de temperatura compreende o uso de uma pluralidade de meios não-lineares individuais. Cada um dos meios não-lineares individuais pode ser constituído do mesmo material que cada um dos outros, ou podem ser constituídos de materiais diferentes ou alguns podem ser constituídos do mesmo material e outros podem ser constituídos de um material diferente. Nesse método, um meio não-linear individual pode ser localizado em ou perto do arqueamento de feixe de cada comprimento de onda de saída do meio Raman ativo. No exemplo de um material de laser NdYAG com um meio Raman ativo KGW, essa saída compreende compri- mentos de onda de dois Stokes (1158 nm e 1272 nm) além do comprimento de onda de material de laser (1064 nm). Visto que o meio não-linear precisa ser mantido na temperatura correta para ser ativo (como descrito acima) é possível se dessintonizar um meio não-linear individual pela alteração de sua temperatura. A mudança na temperatura necessária para se fazer isto é bem pequena, e, conseqüentemente, os problemas descritos acima, associ- ados com grandes mudanças e temperatura, podem ser evitados. A mudan- ça de temperatura para dessintonizar um cristal pode ser inferior a cerca de 30°C. Pode ser entre cerca de 0,1 e 30°C, ou entre cerca de 0,5 e 20 ou en- tre cerca de 0,5 e 10 ou entre cerca de 1 e 30 ou entre cerca de 10 e 30 ou entre cerca de 1 a 30 ou entre cerca de 2 e 10 ou entre cerca de 5 e 10°C, e pode ser de cerca de 0,1, 0,2, 0,5, 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 12, 14, 16, 18, 20, 25, ou 30°C ou pode ser superior a cerca de 30°C. Dessa forma, um comprimento de onda da luz de laser de saída pode ser selecionado pela sintonia apenas do meio não-linear individual que corresponde ao do com- primento de onda. Por exemplo, uma saída verde a 532 nm pode ser sele- cionada pela manutenção do meio não-linear individual em resposta a 1064 nm (comprimento de onda de material de laser) na temperatura correta para sintonizar, dessintonizar o outro meio não-linear individual.
Lasers Raman Automáticos
Um subgrupo de lasers Raman intracavidade são os lasers Ra- man automáticos, nos quais o cristal de laser também é Raman ativo. A a- ção do laser Raman automático nos dispositivos comutados por Q tem sido investigada para uma variedade de meios, dos quais o mais promissor é Nd:GdVO4, Nd:YVO4, Nd:PbMo04 e Nd:KGd(WO4)2- Todos esses foram comutados em Q de forma acústico-ótica ou passiva. Pela eliminação da necessidade de se ter um cristal Raman separado, os lasers Raman auto- máticos podem ter benefícios importantes de perdas de ressonador mais baixas e ressonadores mais curtos, e esses são fatores críticos em um sis- tema de laser Raman automático cw bombeado por diodo. Existem duas desvantagens significativas associadas com os lasers Raman automáticos, no entanto: primeiro, a carga térmica do cristal Raman/laser é exacerbada pela carga térmica adicional do processo de conversão Raman; e segundo, não existe flexibilidade para se otimizar separadamente os tamanhos de modo no laser e cristais Raman como pode ser necessário para se obter uma melhor eficiência. A escolha do material Raman automático é, portanto, muito importante - o cristal precisa ter boas propriedades térmicas além de um alto ganho Raman. Dos materiais Raman automáticos reportados até hoje, Nd:GdVO4 e Nd:YVO4 são amplamente disponíveis, apresentam boas propriedades térmicas e um coeficiente de ganho Raman moderadamente alto de cerca de 4,5 cm/GW.
Dinâmica das Fontes de Laser de Conversão de Freqüência e Mudança Raman Simultâneas
O desenho e a realização das fontes de laser com base na con- versão Raman e de freqüência simultâneas depende de uma total compre- ensão da dinâmica e do jogo entre os processos não-lineares, a conversão da potência de bomba de diodo em potência no comprimento de onda de laser fundamental, e sua dependência nos materiais cristalinos escolhidos. As investigações descritas aqui fornecem novos pontos de vista para esse sistema complexo, e permitem que o desenho de uma nova classe de fontes de laser importantes com ruído de baixa amplitude e alta pureza espectral.
As investigações a seguir formam a base para essa seção de trabalho:
Estudos de Material
Em todos os dispositivos de laser o material Raman deve ser escolhido após consideração de um número de fatores inter-relacionados: se o ganho Raman está baixo, um comprimento de cristal longo pode ser ne- cessário, limitando o desenho do ressonador; o alto ganho Raman, no entan- to, é normalmente associado com uma largura de linha de ganho estreita potencialmente indesejável. Um exemplo dos materiais Raman de amostra que podem ser utilizados incluem KGdWO4, BaWO4, Ba(NO3)2, GdVO4 e YVO4. O uso de diamante sintético nos lasers Raman também está se apro- ximando da maturidade visto que amostras de alta qualidade se tornam dis- poníveis e também podem ser um material adequado para uso em uma dis- posição adicional dos sistemas de laser descritos abaixo.
A informação completa desses materiais Raman é uma impor- tante primeira etapa e estudo detalhado do espectro Raman espontâneo de cada, utilizando um espectrômetro micro Raman, observando o ganho Ra- man e a largura de linha como uma função da temperatura e orientação é altamente benéfico quando do projeto de um sistema de laser Raman. Além disso, o conhecimento de impurezas de baixo nível no laser e cristais Ramal também é benéfico para se identificar e eliminar a fonte de cargas térmicas adicionais que podem ser decorrentes da absorção das impurezas residuais. Garantir as menores perdas por espalhamento possíveis no laser, Raman e materiais de duplicação também é vital par aumentar a eficiência da operação.
Investigação temporal e espectral
Os dispositivos CW com conversão e duplicação de freqüência Raman intracavidade simultâneas tal como os sistemas descritos aqui reve- lam que o laser opera com larguras de banda fundamental e Stokes de mais de metade de um nanômetro de largura. O espectro medido através de 50 milissegundos mostra fortes modulações que variam com o tempo. Medições temporais independentes ilustram 10 a 20% de flutuação de amplitude, com pulsação instável de modo transversal e longitudinal. Espectrógrafos rápidos de alta resolução com tempos de aquisição de microssegundos são utiliza- dos para se estudar a dinâmica e as correlações entre os espectros Stokes e fundamental, com comparações feitas com e sem SRS e duplicação intraca- vidade. Os espectrômetros com 0,1 nm de resolução são utilizados, com etalons e câmeras CCD rápidas disponíveis para monitoramento dos espec- tros mais estreitos. Além disso, investigação teórica para se solucionar as causas dos espectros fundamental e Stokes amplos independentemente do alargamento homogêneo do ganho de laser e Stokes também é altamente benéfica. Ao longo das experiências, a análise teórica é utilizada para con- firmar e acionar a compreensão da importância da largura do espectro Ra- man e do espectro de ganho na largura de banda de saída e estabilidade: vários materiais de ganho (Nd:YAG, Nd:YVO4, Yb:YV04) combinados com os cristais Raman tal como Ba(N03)2 (largura de linha 0,4 cm-1) e KGW (lar- gura de linha 5,4 cm-1) são particularmente úteis aqui. Isso revelará métodos para estabilização dos espectros dos dispositivos de múltiplos modos discu- tidos abaixo - alcançando a operação estável, por exemplo, por escolhas de materiais, escolha correta das intensidades relativas das interações de ga- nho e não-linear para alcançar um equilíbrio estável, ou pela utilização de controle de freqüência ampla ou fina tal como filtros birrefringentes, etalons ou cavidades acopladas.
A estabilidade temporal é, obviamente, conectada de forma in- trincada a ambas as flutuações espectrais ampla além da competição e flu- tuações entre os modos longitudinal e transversal e a operação em um modo transversal único será provavelmente uma exigência para se alcançar a es- tabilidade de amplitude. A estabilização de amplitude ativa nas escalas de tempo kHz e mais baixas pode ser alcançada por retorno de alta largura de banda adequado para o controlador de diodo. A estabilidade temporal nas escalas de tempo MHz e GHz decorrente da competição entre os modos de cavidade é um problema complexa, particularmente para lasers dobrados intracavidade que são bem conhecidos por sua tendência a modulações for- tes "problema verde" na potência de saída. Indicadores anteriores sugerem que uma instabilidade similar de "problema amarelo" opera para os lasers Raman dobrados intracavidade - o problema amarelo é complicado pelos processos não-lineares intracavidade adicionais da conversão Raman, intro- duzindo outro nível de auto-saturação e saturação cruzada e tempo útil de recuperação. Abordagens similares adicionais aos autores anteriores que solucionam o problema verde, pode ser determinado teoricamente o efeito da etapa de mudança Stokes adicional - o conjunto adicional de campos a- coplados resultará em um comportamento mais complexo, e pode permitir novas formas de se estabilizar a operação de laser de múltiplos modos. Ex- periências para comparar a estabilidade da saída verde e amarela podem ser realizadas com uma única configuração de laser apenas pela alteração do ângulo para o cristal dobrado para mudar entre a saída verde e a amarela para esclarecer adicionalmente esse assunto. O diagnóstico da estabilidade de laser exige detectores e osciloscópios rápidos (uma largura de banda de até 5 GHz está disponível para o projeto) além de etalons Fabry-Perot para diagnosticar o conteúdo do modo longitudinal da saída de freqüência. Os métodos de alívio do problema amarelo através de meios não disponíveis para os lasers de problema verde convencionais podem ser adicionalmente desenvolvidos pela utilização dos processos Raman e de duplicação simul- tâneos, tal como a utilização e um ressonador longo e a orientação do laser para um modo longitudinal único.
Alcançando uma alta eficiência
A operação estável deve ser realizada, enquanto também se opera os lasers em um nível razoável e eficiência. É vital se compreender o equilíbrio entre o ganho intracavidade e Raman não-linear e as etapas de conversão de duplicação de freqüência a fim de se projetar dispositivos efi- cientes: os campos intracavidade fundamental e Stokes devem funcionar perto de seu rendimento efetivo ideal acoplando através dos processos Ra- man e de duplicação de freqüência, respectivamente. A modelagem do sis- tema de laser é benéfica para a compreensão dessas relações complexas e tal modelo é apresentado abaixo para um laser Raman intracavidade CW com um tamanho de feixe superior especificado pelo usuário em cada ele- mento de cavidade, o comportamento de estado estável do laser. O fluxo de potência de cada comprimento de onda para o próximo depende de um grande número de variáveis tal como o tamanho do modo de cavidade em cada cristal, os materiais e comprimentos de cristal, o formato espectral das refletividades de espelho, e as perdas de cavidade. Esse modelo será utili- zado como núcleo de um modelo estendido que prevê a saída de uma cavi- dade particular como uma função da potência de bomba. O modelo calculará as lentes térmicas nos cristais, a forma os modos intracavidade Gaussianos, e os campos fundamenta, Stokes e Stokes dobrado intracavidade. Visto que esses parâmetros são interdependentes, o modelo encontra a solução auto- consistente. O modelo pode ser utilizado adicionalmente para auxiliar na compreensão dos resultados experimentais, e para orientar o desenho dos ressonadores otimizados que levará a uma operação estável e eficiente.
O gerenciamento adequado das cargas térmicas nos cristais e no projeto de ressonadores que são tolerantes a lentes fortes variáveis nos materiais de ganho e Raman também é uma parte importante do processo de desenho, particularmente para dispositivos de alta potência. Desenhos de cavidade adequados para acomodar lentes térmicas fortes podem ser inves- tigados com o software de desenho de laser comercial tal como LASCAD, e utilizados como entrada para o modelo de laser de estado estável descrito abaixo. Uma técnica adicional para se minimizar a carga térmica no cristal de laser é bombear o laser com um comprimento de onda de bomba alterna- tivo com um defeito quatum menor, por exemplo no caso de sistemas de laser com base em Nd, o bombeamento com uma fonte de bomba emitindo em torno de 885 nm em oposição ao bombeamento convencional em torno de 808 nm.
Conceitos Descritos
Um ou mais dos conceitos destacados abaixo podem ser incor- porados no laser da presente invenção. Conceito para eficiência aperfeiçoada e potência de saída ama- rela aumentada (até 1 a 2 W)
Existe um escopo considerável para se aperfeiçoar o desempe- nho do laser descrito nos exemplos a seguir:
Gerenciamento das lentes térmicas nos cristais de laser e Ra- man através do desenho de ressonador aperfeiçoado (incluindo tamanho de ponto de bomba de laser de diodo, posicionamento e colocação dos compo- nentes [incluindo o cristal de laser, os espelhos do ressonador, o cristal Ra- man e o cristal de duplicação de freqüência] dentro do ressonador de laser, comprimento do ressonador) a fim de otimizar a eficiência de conversão para cada etapa do processo de conversão (isto é, geração de fótons fundamen- tais, conversão através de SRS, duplicação de freqüência), manutenção da estabilidade geral do ressonador, prevenção de danos óticos, e obtenção de saída que seja estável no domínio de tempo.
Aperfeiçoamento da eficiência de coleção da luz amarela gerada dentro do cristal de duplicação de freqüência através do desenho do resso- nador incluindo: 1), o uso de um espelho intracavidade para transmitir o in- fravermelho, mas reflete luz visível de volta através do duplicador e para fora da saída do espelho de acoplamento, ou 2) o uso de um desenho de resso- nador dobrado com um espelho dobrado dicróico [HT para feixe visível e HR para feixes infravermelhos] para direcionar toda a luz visível gerada para fora do ressonador através do acoplador de saída.
A minimização das perdas óticas de ressonador (incluindo as decorrentes do espalhamento e reflexos indesejáveis) pela utilização do po- limento das interfaces óticas, desenho adequado de revestimentos dielétri- cos e melhor prática de fabricação de revestimentos dielétricos aplicados aos espelhos e cristais.
O controle da temperatura do cristal Raman, por exemplo, pelo resfriamento com líquido (por exemplo, água, glicol ou outro líquido adequa- do que pode ser proveniente de um dispositivo de resfriamento recirculante) ou controle TEC, a fim de evitar ou minimizar os efeitos tal como mudança Raman dependente de temperatura, coeficiente de ganho Raman dependen- te de temperatura, largura de banda de ganho Raman dependente de tem- peratura ou absorção dependente de temperatura.
A utilização de um cristal Raman e/ou cristal de laser com um corte atérmico, isto é, cortado e orientado com relação aos eixos geométri- cos de cristal de forma a minimizar o coeficiente termoótico, minimizando, dessa forma, a lente térmica.
O uso de cristais Raman com níveis muito baixos de impurezas, isto é, cristais Raman altamente puros ou ultra puros, a fim de minimizar a carga térmica que é decorrente da absorção direta da radiação fundamental e Stokes. Os níveis máximos de impureza para íons que absorvem nos comprimentos de onda acima devem ser <1 ppm ou <0,1 ppm ou <0,01 ppm (partes por milhão). Exemplos desses íons incluem Nd, Yb, Tm trivalentes, mas podem haver também outros íons importantes, particularmente outros íons de terra-rara ou íons metálicos de transição.
A seleção dos cristais Raman ativos com baixa absorção linear intrínseca ou absorção de múltiplos fótons em um ou mais comprimentos de onda de bomba, o comprimento de onda fundamental e comprimentos de onda Stokes. Materiais adequados a partir dos quais a seleção pode ser feita incluem diamante, KGW, KYW, BaWO4, PbWO4, CaWO4, Ba(NO3)2, LilO3, LiNbO3, outros materiais de tungstato e molibdato, e outros materiais Raman conhecidos.
O controle do conteúdo espectral do fundamental (por exemplo, pela utilização de um etalon intracavidade ou por uma técnica de semeadura por injeção) para obtenção de pico ou picos espectrais estáveis na saída Stokes e;ou para aperfeiçoar a estabilidade temporal da saída.
O uso de um sinal semeado por injeção no comprimento de on- da Stokes a fim de controlar o acúmulo do campo ótico Stokes, de modo a alcançar a saída Stokes com estabilidade temporal aperfeiçoada.
O uso do controle de modo espacial (por exemplo, aberturas) para limitar os modos transversais oscilantes nos comprimentos de onda fundamental, Stokes e segunda harmônica e, dessa forma, aperfeiçoar a estabilidade temporal da saída. Essas aberturas são tipicamente localizadas dentro do ressonador de laser em uma posição onde não serão danificadas pela potência ótica circulante. Tipicamente, são localizadas onde o tamanho de modo é relativamente grande.
A otimização das interações e acoplamentos entre os campos óticos nos comprimentos de onda fundamental, Stokes e segunda harmôni- ca, de forma a alcançar uma saída temporalmente estável. Meios para isso incluem o desenho do ressonador (incluindo o tamanho de ponto de bomba de laser de diodo, o posicionamento e colocação dos componentes [incluin- do o cristal de laser, os espelhos do ressonador, o cristal Raman e o cristal de duplicação de freqüência]) dentro do ressonador de laser, e comprimento do ressonador), o controle espectral e o controle de modo espacial, o contro- le térmico dos componentes e a escolha dos componentes (cristal de laser, cristal Raman e cristal de duplicação de freqüência).
Conceito para operação CW com estabilidade de amplitude a- perfeiçoada (por exemplo, Lasers Amarelos de Múltiplos Modos e Baixo Ruído)
Para muitas aplicações, um alto nível de estabilidade de ampli- tude é exigido. O nível exigido de estabilidade de amplitude pode ser de <5%, <1%, <0,5%, <0,2%, ou <0,1%. As duas causas principais de instabili- dade de amplitude são instabilidades no espectro de freqüência e na distri- buição dos modos espaciais.
Uma arquitetura de laser que se provou adequada para a solu- ção do problema verde é o desenho de cavidade longa de múltiplos modos. Os dispositivos de múltiplos modos são sistemas de laser potencialmente mais simples, e são capazes de alcançar estabilidades de amplitude de mui- to menos que 1% com as larguras de banda de freqüência de saída na faixa de GHz. As cavidades em escala métrica possuem modos longitudinais ex- tremamente próximos de forma que a competição entre os modos ocorre entre tantos modos oscilantes que as flutuações de amplitude no geral são suavizadas. Essa abordagem é a base dos lasers Spectra-Physics Millennia. A técnica é bem adequada para laser amarelos, possuindo o benefício im- portante de não exigir quaisquer componentes de intracavidade adicionais. Também é bem adequado para o escalonamento de potência, e configura- ções de cavidade em forma de z permitem vários tamanhos de ponto muito variáveis em diferentes partes da cavidade, ideal para a personalização do tamanho de ponto nos cristais de laser, Raman e de duplicação para seus valores ideais.
As cavidades com dobra em Z são adequadas para essa aplica- ção e podem ser projetadas com comprimento de até aproximadamente 0,5 e 1 m (apesar de os comprimentos de ressonador entre 0,2 a 0,5, 0,2 a 1 m também poderem ser projetados). Com base em uma compreensão da com- petição espectral e temporal entre a radiação Stokes e fundamental, é pos- sível se alcançar uma operação estável no regime espectral, com a cavidade longa mitigando o problema amarelo. Essa abordagem tem potencial para realização das potências de saída amarelas que excede 10 W.
Como uma alternativa para o desenho de cavidade de ressona- dor longo, os dispositivos compactos utilizando cavidades curtas da ordem de 5 cm também são desejáveis devido à sua pegada pequena e a conver- são Raman automática é particularmente adequada para esses sistemas, devido à redução do número total e, conseqüentemente, do comprimento total dos cristais e superfícies intracavidade dentro da cavidade: perdas re- duzidas levarão a uma maior eficiência. Dispositivos extremamente compac- tos e potencialmente monolíticos são possíveis por espelhos de revestimen- to diretamente nos cristais. A cavidade curta exacerbará quaisquer flutua- ções de amplitude de problema amarelo, e o uso do modelo dinâmico pode ser utilizado para aperfeiçoar ainda mais esses dispositivos. A utilização dos elementos intracavidade tal como etalons ou filtros birrefringentes para con- trolar e parcialmente estreitar o espectro dos campos também pode ser be- néfico para a operação com baixo ruído.
Para se alcançar tais níveis de estabilidade de amplitude, uma ou mais das abordagens a seguir podem ser realizadas.
O controle do conteúdo espectral do fundamental utilizando uma técnica interferométrica (por exemplo, pela utilização de um etalon intracavi- dade ou por uma técnica de semeadura por injeção) para obter o pico ou picos espectrais estáveis na saída Stokes e/ou para aperfeiçoar a estabilida- de de amplitude da saída.
O controle do conteúdo espectral do fundamental utilizando uma técnica dispersiva (por exemplo, uma grade ou prisma).
O uso de sinal semeado por injeção no comprimento de onda Stokes a fim de controlar o acúmulo de campo ótico Stokes, de forma a al- cançar uma saída Stokes com estabilidade temporal aperfeiçoada.
O uso do controle de modo espacial (por exemplo, aberturas) para limitar os modos transversais oscilando nos comprimentos de onda fundamental, Stokes e segunda harmônica.
A otimização das interações e acoplamentos entre os campos óticos nos comprimentos de onda fundamental, Stokes e segunda harmôni- ca, de forma a alcançar a saída temporalmente estável. Meios para isso in- cluem o desenho do ressonador (incluindo o tamanho de ponto de bomba de laser de diodo, o posicionamento e colocação dos componentes [incluindo o cristal de laser, os espelhos do ressonador, o cristal Raman e o cristal de duplicação de freqüência] dentro do ressonador de laser, e o comprimento do ressonador), o controle espectral e o controle de modo espacial, o contro- le térmico dos componentes e a escolha dos componentes (cristal de laser, cristal Raman e cristal de duplicação de freqüência).
O uso de. um ressonador curto em combinação com um etalon de forma que apenas um modo longitudinal oscile.
A orientação dos cristais Raman, de laser e de duplicação de forma que as interfaces não sejam normais com relação ao eixo geométrico do ressonador.
O corte dos cristais de laser, Raman e/ou de duplicação de for- ma que suas faces sejam precisamente paralelas e possam realizar a função adicional de seleção de modo longitudinal (servindo como etalons).
A colocação dos cristais de laser, Raman e/ou duplicação em proximidade (tipicamente <500 μm) com um espelho (ou segunda face de cristal) de forma que um espaço de ar e interfaces sejam combinados para formar um etalon, causando, dessa forma, impacto na seleção de modo Ion- gitudinal.
A união (por exemplo, por união por difusão, colagem, fixação sob pressão e/ou alta temperatura) dos três cristais juntos de modo que for- mem um "bloco" essencialmente monolítico. O "bloco" de cristais também podendo incorporar revestimentos dielétricos entre os elementos ou em suas extremidades.
Conceito para Lasers Amarelos de Múltiplos Modos e Modo de Baixo Ruído Único CW
Em comparação com os dispositivos de múltiplos modos, os dis- positivos de modo único são capazes de obter uma estabilidade muito maior, uma largura de banda de freqüência menor, dessa forma, a operação em modo único é uma rota clara para o ruído de baixa amplitude, além de ser desejável para muitas aplicações que exigem largura de linha sub-GHz. As transições de íon de neodímio em hospedeiros cristalinos são predominan- temente alargadas de forma homogênea e dessa forma uma operação de modo longitudinal único natural de ambas as radiações fundamental e Sto- kes pode, em teoria, prosseguir de forma eficiente. As investigações da di- nâmica espectral do campo fornecem a capacidade de se escolher os cris- tais de ganho e Raman que operarão de forma estável nesse regime: com cristais possuindo um amplo perfil Raman e um perfil de ganho estreito for- necendo a menor pressão de alargamento no campo fundamental. Técnicas para o estreitamento da largura de linha do laser amarelo utilizando ambas as cavidades lineares de cavidade longa e curta também podem ser empre- gadas tal como pela inclusão dos elementos intracavidade de estreitamento de linha, por exemplo, etalons e filtros birrefringentes sintonizáveis. Esses elementos são cuidadosamente projetados para ter um máximo de transmis- são correspondente ao pico do ganho de laser além de comprimentos de onda alterados por Stokes correspondentes. Uma disposição de cavidade acoplada também pode ser utilizada para modificar a estrutura geral de mo- do da cavidade para obter a operação de banda estreita.
A queima de furo espacial nas cavidades de onda retas é o fator principal que tende a empurrar ambos os campos Stokes e fundamenta para dentro dos modos longitudinais múltiplos. Para se obter a operação de modo longitudinal única mais estável, uma configuração de anel unidirecional de onda em percurso que elimina a queima de furo espacial pode ser emprega- da para encorajar a operação eficiente do modo único. Lasers anulares a- presentam vantagens adicionais de flexibilidade de desenho e insensibilida- de a alinhamento, apesar de ser necessário cuidado para se manter a alta "finesse" de cavidade (alto Q de cavidade) necessária para se acionar o pro- cesso Raman estimulado. Desenhos de laser anular convencional que utili- zam um polarizador, placa de meia onda e elemento rotativo Faraday para forçar a operação unidirecional também podem ser utilizados. O desenho cuidadoso da dependência do comprimento de onda do elemento rotativo Faraday e uma placa de onda de primeira ordem permite a ação de diodo de baixa perda para operar para ambos os campos Stokes e fundamental. Ou- tros meios de baixa perda para fazer com que o laser opere de forma unidi- recional de modo que os moduladores acústico-óticos e espelhos de retorno externos acoplem uma direção de volta para dentro de outra também são disponíveis. A operação de modo único também pode ser alcançada com etalons ou sintonizadores birrefringentes.
A sintonia da saída amarela a partir dos lasers linear e anular também é possível e a sintonia através de uma faixa de 1 nm deve ser pos- sível através da sintonia do comprimento de onda do fundamental utilizando, por exemplo, Nd:YV04 ou forçando a conversão Raman para longe do pico do espectro de espalhamento Raman espontâneo. Alternativamente, a sin- tonia da temperatura do cristal Raman permite a sintonia do comprimento de onda sub-nanômetro, utilizando a dependência de temperatura da mudança Raman em alguns cristais. Para faixas de sintonia maiores da ordem de 10 nm, os lasers empregando os materiais de ganho com uma largura de banda de espectro de emissão espontânea grande também podem ser emprega- dos, por exemplo, materiais de ganho possuindo Yb como o íon ativo tal co- mo Yb:YV04.
Conceito para saída visível comutável CW
O laser descrito nos exemplos pode ser configurado para produ- zir saída que é facilmente selecionável entre 2 ou mais comprimentos de onda de saída (por exemplo, 532 nm, 559 nm, 588 nm) pela reconfiguração do cristal de duplicação de freqüência (por exemplo, por sintonia de tempe- ratura ou sintonia de ângulo) para alcançar a combinação de fase para a duplicação de freqüência do fundamental, duplicação de freqüência de Sto- kes ou soma de freqüência dos campos óticos fundamental e Stokes. Os métodos de geração de saída visível selecionável são descritos em outros locais aqui.
Conceito para redução de escalonamento
O laser descrito nos exemplos pode ser redesenhado para for- necer um dispositivo de baixo custo, prático e bombeado por diodo ade- quado para aplicações incluindo o uso de um apontador de laser ou varias aplicações biomédicas. A potência de saída alvo pode ser tão baixa quan- to 5 mW. As modificações de desenho podem incluir um ou mais dentre os seguintes:
Uso de um material único (chamado "Raman automático") para fornecer funções duplas de material de laser e material Raman. Exemplos incluem Nd:KGW, Nd:YV04, Nd:KYW, Nd:GdV04, Nd:BaW04 e existem muitas outras possibilidades.
Tamanhos de modo de ressonador reduzidos para alcançar altas intensidades nos comprimentos de onda fundamental e Stokes adequados para a obtenção de conversão de freqüência eficiente através de SRS e du- plicação/soma de freqüência.
Fonte de bomba de laser de diodo com alto brilho (isto é, pode ser focada com alta intensidade dentro do meio de ganho de laser funda- mental). A fonte pode ser um laser de diodo acoplado por fibra ou um diodo de tira única.
Uso de revestimentos de espelho e cristal de alta qualidade que fornecem baixas perdas devido ao espalhamento, e reflexo indesejado ou transmissão indesejada.
Conceito para aumento de escalonamento
O laser descrito no exemplo pode ser redesenhado para forne- cer um dispositivo prático bombeado por lâmpada de arco elétrico ou bom- beado por diodo adequado para aplicações nos campos tal como oftalmolo- gia, dermatologia, exibição de percepção remota e exibição visual. As modi- ficações de desenho podem incluir um ou mais dos pontos a seguir ou os listados acima.
Bombeamento lateral do material de ganho de laser com diodos ou lâmpada de arco elétricos para distribuir a carga térmica através de um grande volume de material de ganho de laser, aliviando, assim, os efeitos tal como lente térmica.
Conceito para o rendimento UV CW através da duplicação de freqüência de segundo estágio
O laser descrito no exemplo pode ser dobrado por freqüência (isto é, segundo estagio de duplicação de freqüência) para fornecer uma fon- te de UV CW da saída nos comprimentos de onda tal como 289 nm nas po- tências de saída variando entre 1 mW, até 100 mW. A obtenção disso pode incluir uma ou mais das seguintes etapas.
Foco da saída amarela (por exemplo, em 588 nm) a partir do laser Raman de freqüência dobrada em um cristal de duplicação de freqüên- cia adequado para gerar uma saída UV (por exemplo, a 289 nm). Um cristal adequado por ser BBO.
Acoplamento da saída amarela (por exemplo, em 588 nm) em um ressonador de alto Q separado (alta "finesse") contendo o cristal de du- plicação (por exemplo, BBO). Os efeitos de aprimoramento de ressonância (em 588 nm) dentro da cavidade separada podem fazer com que a luz UV seja gerada com maior eficiência.
Incluindo um segundo duplicador de freqüência no ressonador de laser Raman, e o desenho do ressonador de forma a (1) alcançar um pe- queno arqueamento de feixe no segundo cristal de duplicação, (2) permitir que a luz amarela circule dentro da parte do ressonador que contém o se- gundo cristal de duplicação de freqüência (3) permitir que a luz UV seja cole- tada e enviada a partir do laser Raman.
Exemplos Exemplo 1: Laser Raman de Onda Contínua Dobrado Intracavidade
Sumário
A operação de onda contínua em 588 nm de um laser Nd:GdVO4, dobrado intracavidade (LBO), alterado por Raman (KGW), e bombeado por diodo é reportada. A potência máxima de saída cw em 588 nm foi de 320 mW quando bombeada com 18W a partir de um diodo acopla- do por fibra a 808 nm. Um laser Nd:GdVO4 mudado por Raman (KGW), do- brado intracavidade (LBO), bombeado na extremidade por diodo, simples e eficiente é descrito representando uma fonte amarela com base em laser Raman cristalino CW.
Experiência
Um ressonador plano-plano ilustrando a disposição do sistema de laser do presente exemplo é observado na figura 1. O ressonador 100 foi unido por um espelho de entrada plano 101 de 2 mm de espessura, revesti- do com 85%T a 808 nm, HR (0,09%T) a 1064 nm, 0,4%T a 1176 nm e com 93%T a 588 nm, e para operação em 588 nm um acoplador de saída plano 103 com o mesmo revestimento. A fonte de bomba 105 foi um laser de diodo acoplado por fibra de 30 W (Φ= 400μm, NA -0,22) operando a 808 nm com a fibra ótica 107 para distribuição do feixe de bomba 109. A luz de bomba a- copiada por fibra 109 foi representada em imagem em um material de ganho 111 com um par de lentes plano-convexas 113 e 115 com uma ampliação efetiva de 0,9 a 1,2, resultando em um raio de bomba de 180 a 200 μm no material de ganho 111. Na presente disposição, o material de ganho é um cristal de corte a 0,3 at.% Nd:GdVO4 (3x3x1 Omm) com revestimentos anti- reflexo de banda larga na faixa de comprimento de onda de 1064 a 1176 nm, apesar de outros materiais de ganho adequados poderem ser substituídos como será apreciado pelos versados na técnica.
A mudança Raman foi obtida utilizando-se um material Raman 117, que na presente disposição foi um cristal KGW com dimensões de 5x5x25 mm, cortado para propagação ao longo do eixo geométrico Np e re- vestido AR a 1064 a 1200 nm, apesar de outros materiais Raman adequa- dos poderem ser substituídos como será apreciado pelos versados na técni- ca. A conversão não-linear intracavidade da radiação Raman gerada no meio Raman 1117 foi obtida utilizando-se um material não-linear que na pre- sente disposição foi um cristal LBO, combinado em fase de maneira não crí- tica (Θ = 90 , Φ = 0 ), de 3x3x10 mm, de temperatura controlada, tipicamente a 45 C revestido AR a 1064 a 1200 nm, apesar de outros materiais de con- versão não-linear adequados poderem ser substituídos como será apreciado pelos versados na técnica.
A operação de laser no comprimento de onda fundamental do material de ganho 111 (1063 nm para o cristal Nd:GdV04) foi investigada utilizando-se um acoplador de saída plana 5%T 103. A estabilidade de cavi- dade foi obtida pela lente térmica induzida no cristal Nd:GdVO4.
Sem o material Raman 117 ou outro material não-linear 119 (respectivamente, os cristais KGW e LBO) no lugar, e enquanto utilizando um acoplador de saída plana 5%T 103, com ou sem o comprimento do res- sonador 100 determinado em um comprimento de cavidade de aproximada- mente 45 mm, um Máximo de 14,4 W de saída a 1063 nm foi obtido com polarização horizontal. A potência de saída fundamental do feixe de laser fundamental a 1063 nm aumentou de forma linear a partir do limite até a po- tência de bomba máxima de 26W da radiação de bomba incidente 109. Com potências de bomba inferiores a emissão de laser foi observada para oscilar entre linhas ortogonalmente polarizadas em 1053,2 e 1065,5 nm. A substitu- ição do acoplador de saída para um alto refletor plano (utilizado para o res- tante das experiências) 2,31 W de saída foram obtidos, indicando claramen- te que essa ótica não foi, de forma alguma, revestida de forma ideal a fim de obter o Q Máximo de cavidade para os dois processos não-lineares.
A introdução do material Raman 117, nessa disposição um cris- tal KGW de 25 mm de comprimento, na cavidade do ressonador 100 forne- ceu um limite Raman para 6,6 W de potência de bomba incidente em com- paração com um limite de 0,7 W para a radiação fundamental a 1063 nm. Limites inferiores parecem possíveis com tamanhos de modo reduzidos e foram demonstrados como sendo da ordem de 1 W em um laser Raman au- tomático Nd:KGW. A disposição descrita aqui, no entanto, foi otimizada para uma potência de saída máxima. Nesse caso, 1563 mW a 1176 nm foi obtido para uma potência de bomba máxima de 20,4W (32,5A) antes de danificar os revestimentos do cristal KGW 117. A potência Raman aumentou de forma linear com a potência de bomba apesar de se tornar tipicamente bem instá- vel perto do máximo. A baixa estabilidade de amplitude foi atribuída a uma combinação de ruído espectral do fundamental em 1063 nm (emissão foi observada e pulou por aproximadamente 0,6 nm) além de pulo entre as transições em 1063 e 1065 nm e à dinâmica das lentes térmicas do meio Raman 117 e de ganho 111 resultando em modos espaciais mais altos de oscilação intermitente. Deve-se notar, no entanto, que as potências reporta- das incluem apenas as medidas através do acoplador de saída 103 e visto que o espelho de entrada 101 e o acoplador de saída 103 apresentavam os mesmos revestimentos, é razoável se esperar que a potência Raman total seja o dobro do valor medido, nesse caso, 3,12 W. Por motivos de compara- ção, 10,3W do fundamental foram obtidos nessa potência de bomba utilizan- do o acoplador de saída 5%T indicando uma eficiência de conversão de fun- damental para Raman de cerca de 30%. Aperfeiçoamentos podem certa- mente ser esperados pela otimização dos revestimentos de espelho e, em particular, o aumento do acoplamento de saída a 1176 nm.
O objetivo da presente experiência foi, no entanto, se obter uma operação CW próxima de 588 nm. Isso foi alcançado utilizando-se o cristal LBO combinado por fase de forma não crítica tipo I 119 para converter os comprimentos de onda Raman sem introduzir qualquer rotação de polariza- ção ou birrefringência para a cavidade. Utilizando-se esse material também é possível se comutar entre a duplicação da mudança Raman em 1176 nm (1176 -> 588 nm com a temperatura do LBO determinada para ~45°C), para a duplicação da transição fundamental (1063 -> 532 nm, em uma temperatu- ra de LBO de ~150°C) para a mistura de freqüência de soma dos compri- mentos de onda fundamental e Raman (1063 + 1176 -> 560 nm, a uma tem- peratura de LBO de 80°C).
O material LBO não-linear 119 utilizado na presente disposição foi um cristal LBO de 10 mm de espessura, portanto, exigindo o comprimen- to de cavidade de ressonador 100 estendido por aproximadamente 17 mm (comprimento total da cavidade, 62 mm) para acomodar o acessório de co- bre controlado por temperatura (não ilustrado). Com a temperatura do cristal LBO 119 determinada para 45°C, uma potência máxima de saída de aproxi- madamente 320 nW com um comprimento de onda de 588 nm foi obtida, sob alinhamento crítico, com 17,6W da potência de bomba incidente. O mo- nitoramento dos comprimentos de onda Raman e fundamental com um OSA de banda estreita, o ruído espectral rápido foi observado com potências de saída maiores obtidas quando a largura de banda Raman total foi estreita. Tipicamente, no entanto, nessa potência de bomba apenas 200 nW foram obtidos com ruído considerável visto que os comprimentos de onda funda- mental e, dessa forma, os comprimentos de onda Raman/visível pulariam entre os possíveis modos longitudinais da largura de banda de ganho Nd:GdV04.
Para se alinhar os campos óticos dos campos fundamental, Ra- man e SH para a disposição de três cristais do presente exemplo de sistema de laser Raman (isto é, para um sistema Nd:YV04/KGW/LB0 ou Nd:GdV04 de corte a), o seguinte procedimento foi realizado:
Com o cristal Raman e os cristais de duplicação removidos, Nd:YV04 é orientado de forma ortogonal para o eixo geométrico de Iasing de forma que a polarização de saída seja paralela a uma direção "conheci- da", por exemplo, paralela ao plano da tabela ótica. Esses cristais de laser são conhecidos por laser em paralelo com o eixo geométrico c do cristal ou em paralelo com o eixo geométrico a do cristal. Para uma operação otimiza- da a saída fundamental deve ser polarizada em paralelo com o eixo geomé- trico c do cristal (pi-polarizada). O eixo geométrico de polarização fundamen- tal correto é garantido pela operação do laser com uma transmissão de aco- plador de saída suficientemente alta impedindo a oscilação na polarização fundamental de ganho inferior paralela ao eixo geométrico a (sigma-pola- rizada).
Com a emissão fundamental corretamente orientada e o espelho de entrada e o acoplador de saída substituídos por espelhos altamente refle- tores em ambos os comprimentos de onda fundamental e Raman espera- dos, e, com a inclusão do cristal ativo Raman e de forma que o processo Raman seja iniciado, o cristal Raman (especificamente KGW, nesse exem- plo) é girado de forma ortogonal ao eixo geométrico de lasing (para um cris- tal cortado ao longo do eixo geométrico Np) de forma que o eixo geométrico Nm do cristal Raman seja paralelo ao eixo geométrico de polarização fun- damenta. Para uma operação mais eficiente isto é crítico.
Para se obter a duplicação de freqüência, um cristal de duplica- ção de freqüência é adicionado à cavidade do ressonador. A saída visível otimizada é obtida pelo alinhamento da polarização do comprimento de onda Raman em paralelo com o eixo geométrico normal do cristal LBO.
Nas disposições preferidas, o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo e o meio não-linear são, cada um, cristais paralelos planos. Dessa forma, a cavidade do ressonador possui um eixo geométrico de res- sonador ao longo do qual os feixes fundamental e Raman se propagam den- tro da cavidade em um modo de cavidade respectivo ao longo do eixo geo- métrico do ressonador, as superfícies paralelas planas do material Raman de estado sólido paralelo plano se encontrando no eixo geométrico do res- sonador; e onde as superfícies paralelas planas são alinhadas de forma a serem substancialmente perpendiculares ao eixo geométrico do ressonador de forma que quaisquer reflexos óticos dos feixes fundamental e Raman a partir das superfícies paralelas planas dos cristais intracavidade sejam refle- tidos para dentro do respectivo modo de cavidade e continue a se propagar para dentro da cavidade do ressonador. O desvio angular do plano normal para cada uma das superfícies paralelas planas dos cristais intracavidade com o eixo geométrico do ressonador é inferior a 1 grau e pode estar na fai- xa de 0,05 a 1 grau (tipicamente em torno de 0,1 grau).
As figuras 2a e 2b ilustram representações da segunda harmôni- ca (588 nm), Raman (1176 nm), fundamental (1063 nm) e potência de saída total como uma função da potência de bomba incidente para duas incidên- cias de operação diferentes "1" e "2" (as potências "min" e "max" registradas nas figuras são os extremos da potência de saída obtida no comprimento de onda particular e a potência de diodo, enquanto a otimização dos ajustes no alinhamento do ressonador de laser foi realizada). A partir desses resulta- dos, pode-se observar que a potência de saída total não aumenta mais de forma linear em uma potência de bomba incidente superior a cerca de 13 W, enquanto a segunda harmônica do Raman se torna instável em aproxima- damente 15W de potência de bomba. Isto é basicamente devido à lente tér- mica no meio de ganho Nd:GdV04 111 visto que a lente térmica induzida aciona o laser para dentro do regime instável. Inicialmente, no entanto, mo- dos transversais de ordem superior começam a lase causando instabilidades espectrais e espaciais no laser o que, por fim, resulta em danos aos revesti- mentos LBO ou KGW. Deve-se notar também que, como com a potência Raman, as potências reportadas são apenas as medidas através do acopla- dor de saída apesar de o espelho de entrada e o acoplador de saída possuí- rem o mesmo revestimento, é esperado que essas potências sejam prova- velmente o dobro das reportadas.
A fim de se superar a lente térmica forte de modo a testar o po- tencial para a operação de maior potência, que pode ser alcançada através de um desenho de cavidade otimizada com uma lente intracavidade ou es- pelhos de cavidade curvados de forma adequada, a bomba foi cortada utili- zando-se um cortador mecânico próximo ao diodo acoplado por fibra. Utili- zando-se uma lâmina do cortador com um ciclo de tarefa de 50% a bomba foi cortada com uma taxa de repetição de aproximadamente 200 Hz.
A figura 3a ilustra as representações da segunda harmônica (588 nm), Raman (1176 nm) e fundamental (1063 nm) e a potência de saída total como uma função da potência de bomba incidente. Utilizando-se essa abordagem, um máximo de 346 mW a 588 nm, com 21,6W de potência de bomba incidente máxima foi alcançado. É interessante se notar que a potên- cia de saída máxima aumentou de forma linear nesse caso com as aberra- ções térmicas muito reduzidas.
Como observado na figura 3a, um limite Raman claro é observa- do com um aumento linear inicial na potência de saída com a potência de bomba, como esperado, seguido por "fixação" da potência Raman à medida que a conversão não-linear se torna significativa, exaurindo efetivamente o campo Raman intracavidade. A potência de 588 nm por outro lado aumenta quadraticamente a partir do início do lasing Raman com um aumento linear nas potências de bomba mais altas. Deve-se notar que, visto que a potência de bomba média foi apenas metade do caso CW verdadeiro (devido ao ciclo de tarefa de 50%), esse laser foi extremamente eficiente considerando-se as necessidades para se superar o limite para o meio de ganho, o limite para o ganho Raman e as perdas de espalhamento das 8 superfícies intracavidade. A eficiência de conversão de fundamental otimizado para segunda harmôni- ca do Raman foi de 6,2% ou 12,4% levando-se em consideração o espelho de entrada e o acoplador de saída que apresentavam o mesmo revestimen- to. Em termos de retardo para Raman em comparação com o fundamental, esse foi de aproximadamente 25 μm na potência máxima de bomba indican- do aproximadamente 50000 idas e voltas de cavidade em comparação com centenas de idas e voltas para o fundamental. Eficiências claramente aper- feiçoadas para a operação CW verdadeira através de e além do caso corta- do são possíveis. É interessante também se notar que a dinâmica da intera- ção entre as saídas fundamental, Raman e Raman dobrada varia com a po- tência de bomba. O registro simultâneo de amplitude de diferentes compri- mentos de onda, como ilustrado nas figuras 5a e 5b, ilustra que com baixas potências de bomba as potências Raman e de 588 nm estavam em fase e não perturbaram a potência fundamental, enquanto estavam perto da potên- cia de bomba máxima, antes de danificar o cristal LBO, as potências de saí- da Raman e 588 nm estiveram fora de fase à medida que LBO exaure a po- tência Raman, que, por sua vez, permite que o fundamental aumente.
Discussão
Os resultados apresentados acima demonstram que a operação de laser amarelo CW eficiente é possível utilizando-se uma combinação de dois processos não-lineares com um meio de laser de alto ganho. As potên- cias de saída de onda contínua de mais de 1W a 588 nm devem ser obtidas a partir de uma única saída pela otimização da geometria do ressonador a fim de se evitar as limitações de lente térmica. Até agora foram obtidos 346 mW cortados a 200 Hz com uma potência média de bomba de apenas 11,1 W levando-se em consideração apenas a potência do acoplador de saída, apesar de visto que o espelho de entrada e o acoplador de saída são idênti- cos, essa potência pode ser o dobro. Adicionalmente, levando-se em consi- deração o fato de uma potência de bomba máxima de aproximadamente 26W ter sido utilizada, e visto que a potência a 588 nm aumentou de forma linear (eficiência de inclinação de 8,5%) na potência máxima de bomba, pre- viu-se que é possível se obter aproximadamente 1,5W em 588 nm, sem le- var, ao menos, em consideração a otimização do acoplador de saída - transmissões de espelho de entrada. Claramente essa abordagem realizada na presente descrição tem escopo considerável para aperfeiçoamento e, de acordo com os constantes aperfeiçoamentos no brilho da fonte de bomba de laser de diodo, é possível que a onda contínua e, na verdade, as fontes visí- veis comutáveis de comprimento de onda abrangendo de 500 a 600 nm pos- sam resultar da abordagem utilizada.
Sumário
Um laser Raman em estado sólido, amarelo, de onda contínua gerando até 320 mW em 588 nm foi demonstrado com uma conversão otimi- zada de 1063 nm para 588 nm de aproximadamente 3% A fim de se superar as limitações térmicas no meio de ganho Nd:GdVO4, a potência de bomba foi modulada a 200 Hz com um ciclo de tarefa de 50% resultando em potên- cias amarelas aumentadas com mais do dobro de eficiência (6,2%, 1063 a 588 nm). Com a otimização do desenho da cavidade e o revestimento de espelho, aperfeiçoamentos significativos nesse resultado são esperados).
Exemplo 2: Laser Raman Automático CW de Freqüência Dobrada Intracavidade
O laser Raman automático cw de freqüência dobrada intracavi- dade com base em uma combinação de Nd:GdVOVKGW bombeado por di- odo foi obtido, com o laser gerando 704 mW em amarelo a 588 nm.
A configuração da presente disposição do laser Raman é ilustra- da na figura 6. A fonte de bomba 201 foi um laser de diodo 808 nm acoplado por fibra de 30 W (Φ=400 μm, NA -0,22), representado em imagem com am- pliação unitária através do espelho de bomba 203 em um cristal Nd:GdV04 205 (3x3x10 mm), corte a 0,3 at.%, revestido AR (1064-1200 mm). As po- tências de bomba de diodo mencionadas se referem às potências incidentes no cristal de laser 205. A mudança Raman foi obtida pela utilização de um cristal KGW 207 com dimensões de 5x5x25 mm, revestido AR para quase infravermelho e cortado e orientado para propagação ao longo do eixo geo- métrico Np com o plano de polarização paralelo a Nm. KGW foi selecionado por suas propriedades térmicas superiores, bom coeficiente de ganho Ra- man, e alto limite de danos. A geração de segunda harmônica (SHG) da li- nha Stokes de 1176 nm foi obtida utilizando-se um cristal LBO 209 de tem- peratura controlada (-45 C), 3x3x10 mm combinado em fase de forma não crítica (θ=90 , Φ=0) revestido AR em 1064 a 1200 nm.
O ressonador 211 foi formado por um par de espelhos planos 203 e 213, cada um possuindo alta transmissão nos comprimentos de onda de diodo (808 nm) e amarelo (588 nm), e alta refletividade nos comprimentos de onda fundamental (1063 nm) e primeiro Stokes (1176 nm). Dois conjuntos de espelhos 203 e 213 foram utilizados nas experiências. O conjunto de es- pelho A, para operação no comprimento de onda Stokes, e também para o amarelo, possuía, cada um, revestimentos com 85%T a 808 nm, 0,09%T em 1063 nm, 0,4%T em 1176 nm e 93%T em 588 nm. O conjunto de espelhos B, utilizado para obter potências de amarelo mais altas, possuía, cada um, revestimentos com 96%T a 808 nm, <0,006%T a 1063 nm, <0,004%T a 1176 nm e 95%T a 588 nm. A estabilidade do ressonador foi alcançada por meio de uma lente térmica positiva forte no cristal de laser 205 (o compri- mento focal da lente térmica formado no cristal Nd:GdV04 com 21 W de po- tência de bomba incidente foi estimado como sendo +66 mm. a partir das medições de estabilidade de ressonador qúando operando no comprimento de onda fundamental apenas com 5% de acoplamento de saída). O compri- mento da cavidade do ressonador 211 foi mantido em um mínimo e no pre- sente exemplo tem um comprimento de 45 mm para operação a 1176 nm (Nd:GdVO4 e KGW apenas) e 62 mm para operação a 588 nm (com cristal LBO 209 incluído na cavidade do ressonador 211). Para se alinhar os campos óticos dos campos fundamental, Ra- man e SH para a disposição de dois cristais do presente sistema de laser Raman automático ilustrativo, (isto é, para um sistema Nd:YV04/LB0 ou Nd:GdV04;LB0 de corte a), o procedimento a seguir foi realizado: Nd:YVO4 é orientado de forma ortogonal para o eixo geométrico de lasing de forma que a polarização de saída seja paralela a uma direção "conhecida", por e- xemplo, paralela ao plano da tabela. Esses cristais de laser são conhecidos por lase em paralelo para o eixo geométrico c do cristal ou em paralelo ao eixo geométrico a do cristal. Para uma operação otimizada a saída funda- mental deve ser polarizada em paralelo com o eixo geométrico c do cristal (pi-polarizada). O eixo geométrico de polarização fundamental correto é ga- rantido pela operação do laser com uma transmissão de acoplador de saída suficientemente alta impedindo a oscilação Raman, além de a polarização fundamental de ganho inferior paralela ao eixo geométrico a (sigma- polarizada). Com a emissão fundamental corretamente orientada o cristal LBO é orientado de forma que o eixo geométrico normal do cristal LBO seja paralelo à direção de polarização fundamental.
Operação de Laser CW a 1176 nm (conjunto de espelhos A)
A figura 7 ilustra a saída Stokes 215 como uma função da po- tência de bomba, juntamente com o fundamental residual 217 que se torna fortemente exaurido acima do limite para SHG. Como pode ser observado na figura 7, o limite para lasing no fundamental ocorreu para a potência de 0,7 W do diodo de laser, e o limite Raman foi observado como sendo igual a 6,6 W da potência de bomba incidente. Acima do limite, a potência Raman de primeiro Stokes de 1176 nm aumentou de forma linear com a potência de bomba, alcançando 1563 mW a partir do espelho de saída 213 para uma potência máxima de bomba de 20,4W, limitada pela instalação de danos de revestimento. Nota-se também que a transmissão do espelho de entrada 203 pode ser igual à do espelho de saída 212 (Φ,4%Τ a 1176 nm), dessa forma, aproximadamente 1,5W da potência Raman foram perdidos a partir do espelho de entrada 203. A transmissão do acoplador de baixa saída a 1176 nm (0,4%) em comparação com as outras perdas de ressonador (esti- madas como estando entre 1% e 2%) limitou substancialmente a saída de laser Raman que poderia ser obtida; claramente a otimização do acoplamen- to de saída com relação a outras perdas aperfeiçoaria as potências de saída com potencial para envio pelo menos nas proximidades de 3W.
Operação de Laser CW a 588 nm (conjunto de espelhos B)
O acoplamento de saída não-linear através da duplicação de freqüência do campo ótico Stokes é particularmente bem adequado para a extração do campo ótico Stokes de forma eficiente. Limites baixos são pos- síveis devido à cavidade de alto Q (alta "finesse") em ambos os comprimen- tos fundamental e Stokes, enquanto em potências fundamental e Stokes cir- culantes mais altas, perdas são dominadas por conversão não-linear para visível, que é acoplado a partir do ressonador através de um espelho de ex- tremidade dicróico.
A figura 8 ilustra a potência de saída amarela cw (quadrados sólidos 219) a 588 nm como uma função da potência de bomba de diodo incidente no cristal de laser. Foi observado que, com uma potência de bom- ba de 15,5 W, a saída visível cw 219 foi estável a 704 mW, com ruído de amplitude de pico para pico que se aproxima desse limite de estabilidade. Note-se que uma potência amarela similar teria sido perdida através do es- pelho de entrada ou teria sido absorvida no cristal de laser Nd:GdVO4 (0588nm>2 cm-1).
Acima de 20 W de potência de bomba, a operação de laser Ra- man se torna cada vez mais instável e sensível ao alinhamento, com mu- danças nas características de feixe espacial típicas de uma aproximação do limite da estabilidade do ressonador. Com potências de diodo mais baixas, no entanto, (menos de cerca de 15 W), a saída Stokes ocorreu no modo transversal de ordem mais baixa, com um diâmetro de modo algumas 2 ou 3 vezes menor do que o feixe de saída fundamental de múltiplos modos. Visto que o comprimento efetivo do ressonador foi apenas de cerca de 33 mm (o cristal Raman KGW de 25 mm de comprimento apresentou um índice de refração de η = 2), a lente térmica formada no cristal de laser é obviamente mais forte para a operação de laser Raman do que para a operação no fun- damental apenas (sob a qual a lente térmica foi medida). Isto é fortemente atribuído à carga térmica aumentada do cristal de laser 205 como resultado das altas potências de infravermelho circulantes (estimadas em -400 W no presente caso) em combinação com a baixa absorção de estado terra, por exemplo, a partir dos íons de impureza residual.
Operação quase cw a 588 nm (ciclo de tarefa de 50%. conjunto de espelho B)
Visto que o comprimento mínimo do ressonador (62 mm) é de- terminado pelo tamanho físico dos cristais, a potência máxima da bomba é limitada pelo lente térmico no cristal de laser. Experiências foram, portanto, realizadas, para se testar o potencial para a geração de potências amarelas cw superiores pela operação da bomba de diodo em um ciclo de tarefa redu- zido (50%) (especificamente utilizando um cortador mecânico inserido no percurso de feixe de bomba fornecendo um trem de bomba de onda quadra- da de 200 Hz). A carga térmica reduzida no cristal de laser resultou em um alente térmica de aproximadamente o dobro do comprimento focal para a mesma potência instantânea no modo totalmente CW. A figura 8 também ilustra a saída 588 nm (círculos abertos (221)) no regime de ciclo de tarefa de 50%. A potência instantânea de 1574 mW (equivalente a 787 mW de po- tência média) foi obtida para uma potência de bomba de diodo instantânea de 22,4 W (12,2 W de potência média). A eficiência de conversão ótica de diodo para amarelo foi de 5,1% para a operação cw, e aumentou muito, para 7,9%, para a operação quase cw.
Esses resultados sugerem fortemente que muitas das potências de saída cw superiores devem ser possíveis se o ressonador for redesenha- do para acomodar a lente térmica forte no cristal de laser e/ou um hospedei- ro de cristal Nd3+ alternativo com propriedades térmicas superiores para Nd:GdVO4 for utilizado. Aperfeiçoamentos no desenho do ressonador para coleta de amarelo se propagando na parte posterior além de na direção de avanço (de uma forma similar aos lasers Raman de freqüência dobrada, co- mutados) também podem trazer aumentos significativos para a potência de saída amarela. No presente ressonador, a propagação do feixe amarelo de volta ao longo do ressonador é perdida pela absorção no cristal de laser Nd:GdVO4 (o coeficiente de absorção a 588 nm foi medido como sendo 2 cm-1) ou através do espelho de entrada. Note-se que a absorção do feixe amarelo se propagando para trás no cristal de laser exacerba adicionalmen- te a carga térmica.
Operação a 588 nm utilizando conjuntos de espelho A e B
O desempenho do laser a 588 nm foi totalmente investigado uti- lizando-se ambos os conjuntos de espelho A e Β. O conjunto de espelho B forneceu uma cavidade com Q de cavidade muito mais alto para ambos os campos óticos fundamental e Stokes, e resultou em limites substancialmente inferiores e potências de saída superiores, como resumido na Tabela 3 para os casos de operação cw e quase cw. As potências de saída obtidas utili- zando-se o conjunto de espelho B são aproximadamente o dobro das obti- das com o conjunto de espelho A. A partir dos espectros de transmissão dos três cristais, as perdas de retorno do ressonador fundamental e Stokes são estimadas em torno de 1,4 a 2,0% utilizando-se o conjunto de espelhos A (isto é, uma "finesse" de ressonador de aproximadamente 260) para os campos fundamental e Stokes. No entanto, deve-se notar que a perda de ressonador verdadeira é difícil de determinar em tal cavidade curta onde os elementos são alinhados com incidência quase normal a fim de maximizar a potência de saída.
Tabela 3: Potências de diodo para limite SRS e potência de saída amarela máxima utilizando conjuntos de espelho A e B
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As características espectrais da saída cw (não ilustrada) foram investigadas utilizando-se um analisador de espectro ótico com resolução de 0,06 nm, e o espectro amarelo (com média de tempo) encontrado consistiu de um pico único a 588 nm com <0,1 nm de largura de banda. Há alguma estrutura aparente no espectro fundamental (1063 nm) com uma largura de banda ~1 nm; esse espectro não foi estável quando a potência fundamental circulante foi fortemente exaurida pela conversão Raman. Deve-se notar que variações correspondentes no comprimento de onda da saída Stokes estão bem dentro da largura de banda de aceitação de comprimento de onda de LBO (-20 nm - cm).
A saída amarela cw foi tipicamente concentrada no modo trans- versal de ordem inferior, com os valores M2 medidos na faixa de 2,1 a 2,5 na potência máxima. O fundamental (a 1063 nm) foi observado como tendo múltiplos modos, possuindo um M2 medido muito mais alto, em torno de 7,0. O valor M2 substancialmente inferior para o amarelo do que para o feixe fun- damental é uma evidencia forte da limpeza de feixe Raman [10]. Na potência de saída máxima, a estabilidade de amplitude do amarelo foi medida (com um fotodiodo ns rápido) como sendo 9,5% (2o/av), enquanto a estabilidade de potência em longo termo (medida através de 10 minutos) foi de 6,5%. Uma parte significativa da instabilidade de amplitude observada é atribuída à competição pelo ganho Raman entre um número de modos transversais.
Cálculo da potência circulante intracavidade e intensidades
As intensidades dos feixes fundamental, Raman e freqüência convertida (dobrada) quando o laser está em operação podem ser calcula- das pelo procedimento a seguir.
Em primeiro lugar, o valor M2 dos feixes fundamental, Raman e convertido deve ser determinado, e para o presente exemplo esses são M2(Fundamental)=3, M2(Raman)=1,1 e M2(dobrado)=1,1.
A seguir, alguns tamanhos de modo ω (raios) e áreas A (m2) nos cristais Raman e de duplicação são calculados pela análise do ressonador ABCD, por exemplo, utilizando o pacote de software comercial LASCAD ou a partir dos primeiros princípios (por exemplo, como descrito no texto "Optics Ressonators", por Hodgson). Os valores medidos de M2 acima são registrados nessa análise ABCD. No presente exemplo, os tamanhos de modo são estimados como sendo ωr = 106 μm; Arc = πω2 = 3,53 χ 10-8m2; ωd = 67 μm; e Ad = 1,14 χ 10-8m2. A próxima etapa serve para determinar a transmissão do aco- plador de saída nos comprimentos de onda fundamental e Raman pela me- dição direta com o espectrofotômetro interno ou pelo fornecedor do espelho. Para o presente exemplo, (conjunto de espelho B), a transmissão do acopla- dor de saída nos dois comprimentos de onda é TF=0,006% e Tr = 0,004%.
A seguir, as potências de saída Pout (em Watts) nos comprimen- tos de onda fundamental e Raman (P0UtF e PoutFi) são medidas utilizando-se um medidor de potência em combinação com os filtros óticos para distinguir entre os dois comprimentos de onda. Para o presente exemplo, na potência de saída máxima os mesmos são: PoutF=0,03 W e PoutR=0,005 W.
Agora, o cálculo da potência intracavidade em Watts para os feixes fundamental e Raman é alcançado pela divisão da potência de saída pela transmissão do acoplador de saída:
PintracavF=PoutF/TF=500
e
PintracavR= PoutR/TR=125.
Finalmente, a intensidade de intracavidade kW/cm2) do feixe fundamental (If) no cristal Raman e da do feixe Raman no cristal de duplica- ção (Ir):
lF=PintracavF/AR=1,146 X 1 O3 kW/cm2
e
lR=PintracavR/AD=886,246 χ 103 kW/cm2.
Exemplo 3: Laser CW Raman Automático
Nesse exemplo, a operação do laser Raman automático cw do- brado intracavidade é observada a partir de um sistema de laser com base em Nd:GdV04 bombeado por diodo que gera 678 mW em amarelo em 586 nm (com uma eficiência de conversão de diodo para amarelo de 4,2%) e 2 W cw no primeiro Stokes a 1173 nm. As potências máximas cw em ambos os comprimentos de onda foram limitadas pelos efeitos do lente térmico forte no cristal de laser/Raman. Para explorar o potencial para geração de potên- cias cw maiores, o laser foi operado no modo quase cw (50% do ciclo de tarefa da bomba) para reduzir a carga térmica do cristal, onde 1,88 W da potência máxima de saída a 586 nm foi obtida. Até onde se sabe esse é o primeiro relatório da operação de laser Raman automático cw em Nd:GdV04 e a duplicação intracavidade eficiente do campo primeiro Stokes para visível, e a maior potência de saída de qualquer laser Raman automático.
Configuração Experimental
A configuração de laser Raman é ilustrada na figura 9. O resso- nador 300 foi unido por um espelho de entrada plano 301 (revestido 96%T a 808 nm, HR (0,006%T) a 1063 nm, 0,004%T a 1176 nm e 93%T a 588 nm) e para a operação de infravermelho (primeiro Stokes), um espelho de saída côncavo RoC de 250 nm 303 (revestido 0,09%T a 1063 nm, e 0,4%T a 1173 nm). Para a operação dobrada em freqüência intracavidade o espelho de saída 303 foi um espelho côncavo RoC de 200 mm revestido identicamente ao espelho de entrada 301.
A fonte de bomba 305 foi um laser de diodo 808 nm acoplado por fibra de 30 W (φ=400 μm, Na -0,22), representado por imagem (através das lentes 307 e 309) com ampliação unitária através do espelho de entrada 301 no material de laser Raman automático 311, que, nesse exemplo, é um cristal Nd:GdVO4 0,3at.% de corte a (3x3x10 mm) que foi revestido AR para o comprimento de onda na faixa 1064 a 1200 nm. A geração de segunda harmônica (SHG) da linha de primeiro Stokes a 1173 nm foi obtida utilizan- do-se um material não-linear 313, que, na presente disposição, é um cristal LBO combinado em fase de forma não crítica (NCPM, θ=90 , φ=0), de 3x3x10 mm, revestido AR a 1064-1200 nm e sintonizado em temperatura a -45 C (sintonizador de temperatura não ilustrado). Os comprimentos de ca- vidade variaram de 13 a 24 mm (24 mm com a inclusão de LBO).
A lente térmica induzida no cristal Nd:GdVO4 311 por bomba e aquecimento Raman possui uma influência forte na estabilidade de cavidade e o tamanho de modo no cristal, dessa forma, o comprimento da cavidade 300 foi mantido a um mínimo determinado pelo comprimento dos componen- tes intracavidade. Nas experiências explorando potências de bomba de alto pico os efeitos térmicos foram mitigados pela modulação do feixe de bomba de diodo com um cortador mecânico fornecendo uma onda quadrada a 200 Hz correspondente a 50% do ciclo de tarefa.
A operação no comprimento de onda fundamental (1063 nm) do laser Nd:GdVO4 foi caracterizada utilizando um espelho de saída plano 303 com 5% de transmissão (com o cristal LBO removido). Para o comprimento de cavidade de 45 mm um máximo de 14,4 W de saída cw foi obtido na po- tência máxima de bomba (26,3W) incidente no cristal de laser. Note-se que para o comprimento de cavidade de 66 mm., o surgimento da instabilidade de cavidade ocorreu na potência de bomba de 20 W.
Operação Raman automática no comprimento de onda de primeiro Stokes (1173 nm)
Para a operação em 173 nm, o desempenho do laser foi investi- gado para dois comprimentos de cavidade: 13 mm e 24 mm. Como pode ser observado na figura 10, para o comprimento de cavidade física mais curto possível (13 mm - indicado pelos círculos preenchidos 315) com um acopla- dor de saída 303 possuindo transmissão de 0,4% a 1173 nm, o limite para lasing no comprimento de onda fundamental foi alcançado em uma potência de bomba de 0,7W enquanto o limite para a oscilação Raman cw foi com potência de bomba de 4,6W. A potência máxima de saída cw obtida na linha de primeiro Stokes a 1173 nm foi de 2,04 W com potência de bomba de 22 W, limitado pelo surgimento de danos óticos aos revestimentos do cristal (ao invés dos efeitos de lente térmico para essa cavidade mais curta). Os danos óticos observados foram basicamente decorrentes das potências circulantes na ausência de acoplamento de saída substancial.
Para a cavidade com 24 mm de comprimento (indicada pelos quadrados preenchidos 317 na figura 10), a potência de saída de primeiro Stokes alcançou um máximo de 1,1 W com potência de bomba de 18 W, mas reduziu com potências de bomba mais altas com o surgimento da insta- bilidade de cavidade. Com base nessa observação, a lente térmica no cristal Nd:GdVO4 é estimada como tendo aproximadamente 17 mm (levando-se em consideração o índice de refração do cristal propriamente dito).
As potências máximas residuais a 1063 nm, isto é, "vazamento" de saída a 1063 nm através do espelho de extremidade, foi de ~1,8W indi- cando que o revestimento de acoplamento de saída não foi otimizado de forma alguma. Aumentos substanciais na potência Raman podem ser espe- rados pelo aumento do Q de cavidade no fundamental enquanto se aumen- ta, simultaneamente, o acoplamento de saída Raman para a ordem de 2 a 3%. Visto que as perdas de não acoplamento no comprimento de onda Ra- man são estimadas como sendo da ordem de 1%, acredita-se que as potên- cias de saída Raman tão altas quanto 4W possam ser atingidas através da otimização do revestimento ótico do acoplador de saída e, ainda assim, po- tências de saída mais altas pelo melhor gerenciamento de lente térmica.
As características espectrais da saída fundamental e Stokes fo- ram investigadas utilizando-se um analisador de espectro ótico com resolu- ção de 0,06 nm (não ilustrado). O espectro fundamental (média de tempo) foi centralizado em 1063,2 nm com uma largura de banda de 0,5 a 0,8 nm. Tipi- camente, a largura de banda de saída aumentou com a potência de bomba e exibiu uma estrutura complexa que será discutida abaixo. O espectro da saí- da de primeiro Stokes foi centralizada em 1173 nm, também com uma largu- ra de base de aproximadamente 0,5 a 0,8 nm. A saída de laser Raman foi polarizada de forma linear para todas as potências de bomba com eixo geo- métrico de polarização paralelo ao do laser fundamental (em 1063 nm que, propriamente dito, foi polarizado em paralelo ao eixo geométrico c do cristal (polarizado π).
As medições de qualidade de feixe da saída de laser primeiro Stokes a 1173 nm e também a saída fundamental residual ilustrou que o va- lor M2 variou com a potência de bomba e no nível de exaustão do fundamen- tal. Dados dessas experiências são ilustrados na figura 11. Para a operação no comprimento de onda fundamental (com um acoplador de saída de 5% e SRS não ocorrendo) a saída a 1063 nm apresentou um valor máximo M2 de 8,3. Para um Q de cavidade aumentado correspondente ao conjunto de es- pelhos de laser Raman a qualidade de feixe do fundamental deteriorou rapi- damente após o surgimento da oscilação Raman, com o valor M2 alcançan- do 14 na potência máxima de saída de bomba e na potência de saída Ra- man. No entanto, a qualidade de feixe para a saída Raman foi muito superi- or, M2 alcançando um valor máximo de apenas 3 na potência máxima de bomba/Raman. Isto é uma conseqüência da limpeza de feixe Raman como sabido no contexto de lasers Raman pulsados.
O ruído de amplitude de pico para pico na potência máxima de bomba foi medido como sendo aproximadamente de 5% (2o/av) para fre- qüências <200 MHz, enquanto a estabilidade de potência em longo prazo (10 minutos) foi determinada utilizando-se um medidor de potência térmica para ser melhor que 3%.
Operação de freqüência dobrada no visível (586 nm)
Para estudos da duplicação de freqüência intracavidade do campo ótico Raman o acoplador de saída infravermelho 303 foi substituído por um acoplador de saída amarelo (altamente refletivo em ambos os com- primentos de onda fundamental e primeiro Stokes) e o ressonador foi esten- dido por 12 mm (para um comprimento total de 24 mm) para acomodar o cristal de duplicação de freqüência LBO 313. Esse comprimento de ressona- dor estendido necessariamente abaixou a potência máxima de bomba para a qual a estabilidade do ressonador pode ser mantida. Independentemente das perdas somadas surgindo da inserção do cristal LBO na cavidade, o Q substancialmente mais alto do ressonador para os comprimentos de onda infra-vermelha, resultou na redução da potência de bomba necessária para se alcançar o limite de primeiro Stokes para 2,4 W (cf 4,6 W para sistema otimizado Raman apenas).
As potências cw (de extremidade singular) a 586 nm como uma função da potência de bomba de diodo incidente no cristal de laser são ilus- tradas na figura 12 (círculos preenchidos 321). As potências de saída máxi- ma cw em 586 nm de 678 mW foram obtidas com potências de bomba inci- dentes de 16,3 W. As potências fundamental residual e primeiro Stokes fo- ram, cada uma, inferiores a 200 e 50 mW, respectivamente. Espera-se que potências similares (a 586 nm) sejam geradas na direção oposta à medida e sejam absorvidas no cristal de laser Nd:GdVO4 (o coeficiente de absorção a 586 nm foi medido como sendo superior a 2 cm-1) ou perdidas através do espelho de entrada. A potência máxima amarela foi limitada por uma combi- nação de lente térmico acionando a cavidade na direção do limite da estabi- lidade do ressonador e o surgimento de uma transição de laser fundamental competidor (com polarização ortogonal) perto de 1066 nm. A oscilação Ra- man pode não ser obtida simultaneamente com os vetores de polarização ortogonal e, logo, a operação nessa transição agiu como uma fonte de perda para ambas a saída Raman e segunda harmônica. A eficiência de conversão ótica máxima diodo-amarelo para a operação totalmente cw foi de 4,2% le- vando em consideração apenas a potência de 586 nm medida fora do espe- lho de acoplamento. Levando em consideração o feixe amarelo de propaga- ção para trás, a eficiência interna de diodo-amarelo pode ser estimada como sendo >8%.
Para se explorar o potencial para a geração de potências de sa- ída amarelo cw mais altas com potências de bomba mais altas (acima de 17 W) experiências foram realizadas nas quais a bomba de diodo foi operada com um ciclo de tarefa reduzido (50%) utilizando um cortador mecânico inse- rido no percurso de feixe de bomba o que forneceu um trem de bomba de onda quadrada de 200 Hz. A carga térmica reduzida no cristal de laser nes- se modo quase cw de operação permitiu as potências de bomba instantâ- neas até o máximo disponível sem qualquer inverter na potência de saída (nem qualquer evidencia de lasing na transição parasítica a 1066 nm). Os dados para a operação nesse modo quase cw são incluídos na figura 12a (quadrados preenchidos 321). A potência máxima de saída amarela (de ex- tremidade única) de 1,88 W (média de 940 mW) foi observada para as po- tências de bomba de diodo instantâneas de 26 W (média de 13 W) com uma eficiência de conversão de diodo para amarelo correspondente de 7,2%.
Para o bombeamento com 50% de ciclo de tarefa a potência de saída média no amarelo foi estável através de uma faixa muito maior de po- tências de diodo, consistente com nossa premissa de que lente térmico e variações associadas da distribuição de modo espacial foi o fator primário responsável pelas instabilidades da potência de saída (isto é, inverter na potência de saída). As potências substancialmente aperfeiçoadas e as efici- ências alcançadas para a operação com carga térmica mais baixa do cristal de laser/Raman indicam que potências de saída cw significativamente maio- res podem ser alcançadas com atenção adicional ao gerenciamento térmico para o cristal e otimização relacionada do desenho do ressonador.
As características espectrais das saídas fundamental e primeiro Stokes são ilustradas na figura 13 antes (traços superiores 323 e 325) e de- pois (traços inferiores 327 e 329) do surgimento da transição parasítica a 1066 nm que ocorre aproximadamente com 20 W de potência de bomba. A operação simultânea a 1063 e 1066 nm surge visto que perda crescente pa- ra a linha 1063 nm (como aumentos de potência Stokes) resulta em uma inversão aumentada no cristal permitindo eventualmente que o ganho ligei- ramente menor da linha 1066 nm oscile. A operação a 1066 nm seria impe- dida pela adição de alguma perda dependente de polarização pequena visto que os dois comprimentos de onda são polarizados de forma ortogonal.
A operação simultânea em 1063 e 1066 nm foi inesperada visto que a transição de neodímio 4F3/2-4I11/2 é alargada de forma homogênea. É provável que isso surja em decorrência à exaustão forte do fundamental a 1063 nm pelo modo Raman no eixo geométrico deixando um ganho residual fora do eixo que pode ser acessado por modos transversais de alta ordem da transição mais fraca a 1065 nm, onde a operação simultânea em 1063 e 1066 nm surge visto que a perda crescente para a linha 1063 nm (à medida que a potência Stokes aumenta) resulta em uma inversão aumentada no cristal, permitindo eventualmente que um ganho ligeiramente menor na linha 1066 nm oscile. Um controle de modo transversal mais rígido (pelo desenho do ressonador para acomodar melhor a lente térmica) deve impedir a oscila- ção 1066 nm. A operação em 1066 nm também pode ser impedida pela adi- ção de alguma perda dependente de polarização pequena visto que os dois comprimentos de onda são polarizados de forma ortogonal.
Para ambos os modos cw e quase cw de operação, a qualidade de feixe de emissão amarela foi dominada pelas aberrações induzidas pela lente térmica forte além do grande número de modos transversais que al- cançaram o limite na cavidade de alto Q (alta "finesse"). Com potências de saída baixas (-150 mW em 586 nm na operação quase cw), foi obtida uma saída tipo Gaussiana com valores M2 entre 2 e 3. Com potência de saída quase máxima, o modo espacial atingiu um pico forte com um valor M2 mais alto correspondente entre 5 e 6. Os perfis de feixe e curvas de intensidade x- y perto do limite e com potência de bomba máxima são ilustrados nas figuras 14a e 14b. A qualidade de feixe reduzida da emissão amarela em compara- ção com a saída Raman apenas é predominantemente atribuída ao número aumentado de modos transversais que puderam oscilar na cavidade de Q substancialmente maior para operação em 586 nm.
A estabilidade de amplitude da emissão amarela (cw e quase cw) foi dominada pelo ruído dos modos transversais competidores. Na ope- ração cw verdadeira utilizando um fotodiodo com 5 ns de tempo de resposta, a estabilidade de amplitude foi medida como sendo de 15% (2o/av). O ruído de longo termo medido durante um período de 10 minutos (que mediu com um detector de potência térmica) foi, no entanto, de apenas 5,7%. Esses números foram muito aperfeiçoados no caso de quase cw com um valor de ruído de curto termo de 8,6% e uma variação na potência média de apenas 1,8%. Aperfeiçoamentos adicionais são esperados pela estabilização da es- trutura de modo transversal.
Discussão da carga térmica
Com base nos resultados experimentais anteriores, o lente tér- mico é o fator principal limitando o escalonamento adicional da potência da saída infra-vermelha (a 1173 nm) e amarela. De forma experimental, foi ob- servado que (para um comprimento de cavidade fixa de 24 mm) diferentes características de potência da saída resultantes de diferentes cargas térmi- cas para os sistemas operando nos comprimentos de onda fundamental pri- meiro Stokes e amarelo. Esses resultados foram resumidos na figura 12b e são discutidos adicionalmente abaixo. É certamente possível, apesar de ser um desafio, se desenhar um ressonador que acomode a lente térmica forte. No entanto, é importante também se considerar e compreender a origem da carga térmica que resulta em lente térmica forte. Para o caso da operação de primeiro Stokes a carga térmica surge da absorção da luz da bomba e apesar de a natureza não-elástica do processo SRS precisar ser considera- da, enquanto para a operação otimizada amarela uma carga térmica adicio- nal resultante da absorção da emissão amarela de propagação posterior também deve ser levada em consideração.
As contribuições calculadas de cada um desses três mecanis- mos de carga térmica são listadas na Tabela 4 com os valores de lente tér- mica cumulados aproximados para o caso da potência de bomba de 20 W. Nota-se que é difícil se acessar o tamanho de modo relevante para os pro- cessos de carga térmica diferentes visto que a posição arqueamento precisa e o tamanho de modo efetivo não são bem conhecidos. Para a carga térmica induzida por bomba de diodo, o tamanho de ponto de bomba foi geometri- camente medido através do comprimento de absorção de bomba que tinha 3 mm com potência de bomba de 20 W (o comprimento de absorção variou de 5 a 1 mm entre o limite Raman e a potência de bomba máxima). Para os mecanismos de carga de absorção de amarelo e SRS, o tamanho de modo utilizado para se calcular a lente térmica foi obtido pela realização da média do tamanho de modo fundamental calculado (TEMOO) através do comprimen- to do cristal GdV04 (levando-se em consideração a lente térmica gerada em um ressonador de 24 mm), multiplicando por SQRT[valor M2] e interando es- se processo até que um resultado auto-consistente tenha sido obtido. Os fato- res de carga térmica foram considerados como 0,32 para a carga de bomba, 0,1 para o processo SRS e 0,95 para absorção de luz amarela (com base no coeficiente de absorção medido no GdV04 de 2 cm-1 a 586 nm). Tabela 4: Cálculos de lente térmico induzido pela carga de bom- ba, absorção SRS e amarela, em NdGdV04 para casos de absorção em o- peração fundamental, operação primeiros Stokes e operação amarela, com potência de bomba de diodo de 20 W
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Os cálculos ilustrados na tabela 4 (com base nas potências de bomba de diodo de 20 W incidente no cristal de laser) indicam que a lente térmica considerando apenas o aquecimento induzido por bomba possui um comprimento focai de aproximadamente 52 mm. Isto é comparado de forma razoavelmente bem com as estimativas anteriores do comprimento focai de lente térmica (60 mm) para operação no fundamental apenas com potência de bomba de 20 W1 e como esperado, não é rollover observado na potência de saída no fundamental.
Se a carga térmica adicional decorrente do aquecimento Raman para operação de laser na linha de primeiro Stokes for levada em considera- ção, o comprimento focai da lente térmica é calculado como sendo aproxi- madamente 34 mm. No entanto, como pode ser observado a partir da figura 12b para um comprimento de ressonador de 24 mm, a potência de primeiro Stokes passa através de um máximo em apenas 18 W de potência de bom- ba, sugerindo que a lente térmica é muito mais forte (f~20 mm) do que a es- timativa com base na bomba e aquecimento Raman apenas. Como notado anteriormente para os Iasers Raman cw com base em cristais de laser e Raman discretos os mesmos parecem ser processos de carga térmica adi- cionais em jogo. Podem incluir absorção de impureza residual ou absorção de estado excitado no cristal de laser/Raman. É observado que o cristal Nd:GdV04 emite uma fluorescência azul em operação e essa fluorescência aumenta significativamente (possivelmente também associada com uma mudança leve no comprimento de onda da fluorescência) acima do limite Raman indicando o início da conversão Raman no cristal de laser/Raman, e esse efeito é útil quando da configuração do laser.
Adicionalmente, levando-se em consideração a luz amarela ge- rada de forma posterior, e assumindo-se que 95% da saída amarela seja absorvida no cristal Nd:GdV04, é estimado que a lente térmica induzida te- nha o comprimento focai ~26mm, aproximadamente 30% mais forte do que a operação de primeiro Stokes apenas. Com base nos dados da figura 12b é estimado que a potência de lente térmica para a operação de freqüência do- brada seja na verdade -30% mais forte do que a operação primeiro Stokes apenas, sugerindo que a fonte de aquecimento adicional não identificada seja associada basicamente com o processo Raman apenas.
É interessante se notar que os cálculos feitos utilizando-se o pa- cote de software de modelagem de ressonador de laser LASCAD para a presente disposição com um ressonador de 24 mm de comprimento e de acordo com Rl dos cristais intracavidade prevê que o tamanho de modo TEM0O fundamental no meio de laser Raman automático Nd:GdVO4 diminui como uma função da potência de bomba para reforçar a lente térmica. Visto que o modo de bomba permanece fixo, essa redução no tamanho de modo fundamental compensa em muito o número aumentado de modos transver- sais que começa a oscilar (e, dessa forma, o valor M2 aumentado) com po- tências de bomba maiores. Para a presente disposição de ressonador, os cálculos LASCAD também prevêem que, apenas quando a lente térmica se torna mais forte que 20 mm o tamanho de modo aumenta substancialmente no cristal de laser antes de alcançar a instabilidade de cavidade com um a- coplador de entrada 301 com um comprimento focai de 13 mm. É, portanto, esperado que aperfeiçoamentos na estabilidade da amplitude e valor M2 se- jam possíveis com o uso de aberturas para impedir o surgimento de modos transversais indesejados e a obtenção de um modo transversal único.
Estratégias para a redução da carga térmica, e, conseqüente- mente, da lente induzida estão atualmente sendo investigadas e incluem a utilização de cristais de pureza mais alta, redirecionando a luz amarela com um espelho intracavidade e reduzindo a intensidade intracavidade através da extração aperfeiçoada do campo ótico Raman. Alternativamente, pela incorporação da carga térmica no desenho do ressonador, por exemplo, uti- lizando um espelho de entrada convexo para desviar parcialmente a lente térmica é possível se aperfeiçoar a estabilidade do ressonador, e dessa for- ma, a extração de potência. Alternativamente, um cristal Nd:KGW de corte atérmico pode solucionar muitos dos problemas encontrados com Nd:GdV04 e se espera que essa abordagem seja muito bem sucedida devido ao fato de os ganhos fundamental e Raman serem similares em ambos os materiais Nd:KGW e Nd:GdV04.
Sumário
O presente exemplo demonstra o primeiro laser NdiGdVO4 Ra- man automático de onda contínua e bombeado por diodo com saída primeiro Stokes em 1173 nm e saída de freqüência dobrada intracavidade em 586,5 nm. Uma potência cw máxima a 11732 nm de 2W foi obtida para as potên- cias de bomba de diodo de 22W enquanto as potências máximas cw a 586 nm de 678 mW foram obtidas com a bomba de 16,3W. Potências de infra- vermelho e amarelo foram limitadas por lente térmico no meio de ganho e oscilações parasíticas de outras transições de neodímio. Na operação quase cw com 50% de ciclo de tarefa potências de saída amarela máximas muito maiores foram obtidas visto que a carga térmica reduzida permitiu que uma estabilidade de cavidade fosse mantida até a potência de bomba máxima disponível. Nesse caso, uma potência máxima amarela de 1,88 W foi obser- vada com 25,7 W de potência de bomba incidente. As potências de saída Raman aumentadas são esperadas utilizando-se um cristal Nd:GdV04 mais longo a fim de alcançar ganhos Raman maiores enquanto também acomoda a lente térmica forte, enquanto as potências de saída amarela aumentadas podem ser obtidas pela incorporação de um espelho intracavidade para cole- tar ambas as emissões amarela de propagação de avanço e retrocesso. Es- pera-se que pelo gerenciamento da carga térmica e da coleta de toda a e- missão amarela gerada, as potências de saída amarela cw superiores a 3 W podem ser alcançadas com uma eficiência de conversão de diodo para ama- relo de >10% para a potência de bomba de diodo não superior a 30W.
Exemplo 4 - Laser CW Raman Automático de Baixa Potência
Uma desvantagem significativa dos lasers Raman automáticos é que os efeitos da carga térmica soa mais severos do que para os lasers Raman utilizando cristais de laser e Raman discretos, visto que a carga tér- mica decorrente da absorção de bomba de diodo e da deposição de energia através do processo SRS não-elástico ocorre simultaneamente no mesmo volume.
Como observado no exemplo 3 acima, percebeu-se que a ação do laser Raman automático cw em um comprimento de 10 mm de Nd:GdVO4 com duplicação de freqüência intracavidade para gerar uma saída máxima de 700 mW a 588 nm a partir da potência de bomba de 16 W com uma efici- ência de diodo para amarelo de 4,2%. A potência de saída foi limitada pelo lente térmico extremamente forte que ocorreu no Nd:GdVO4, que fez com que o ressonador se aproximasse do limite de estabilidade ótica, e contribui para a combinação ruim do ponto de bomba de diodo com o modo de cavi- dade. Conseqüentemente, a qualidade de feixe foi relativamente ruim, com M2~2,5.
Nas disposições do presente exemplo, os desenvolvimentos de um dispositivo amarelo cw de alta qualidade de feixe, baixa potência, com- pacto, bombeado por um diodo a laser de alto brilho 4W são discutidos. A- través do desenho cuidadoso do ressonador, a conversão ótica eficiente (di- odo para amarelo) (4,3%) e alta qualidade de feixe (M2~1,1) são realizadas em um único dispositivo. Vários desenhos de ressonador foram examinados a fim de otimizar a potência de saída e qualidade de feixe. O pequeno volu- me de excitação oferecido pela fonte de bomba de alto brilho limita o número de modos transversais dentro da cavidade, e pelo desenho de um ressona- dor que permite que o modo de cavidade seja bem combinado com o ponto de bomba, uma emissão amarela de alta qualidade de feixe pode ser obtida com alta eficiência de inclinação.
Detalhes experimentais
Nesse exemplo, um cristal Nd3+:YV04 foi utilizado como o meio de laser e Raman (um meio Raman automático). Nd:YV04 possui uma grande seção transversal de emissão estimulada de 25x10-9 cm2 A 1,064 μm e um alto coeficiente de absorção de 31,4 cm-1 a 810 nm para a luz polari- zada ao longo do eixo geométrico c. O cristal YV04 possui um coeficiente de ganho Raman de mais de 4,5 cm/GW com uma largura de linha de ~3 cm-1 e um pico Raman intenso a 890 cm-1. Para operação na linha 1,064 μπι do íon Nd3+, o hospedeiro YV04 gera uma emissão Stokes de primeira ordem a 1,176 μm.
A figura 15 ilustra a disposição experimental utilizada para a pre- sente experiência. Um laser de diodo de alto brilho (4,5 W a 0,81 μm, Modo Único: UM 4200-M-20-CB-TEC, M2-20) foi utilizado como a fonte de bomba 401. A saída de diodo foi expandida e colimada utilizando-se uma disposição de telescópio (lentes 403 e 405) e então focada no cristal Raman automático Nd:YV04 407 utilizando uma lente de comprimento focai de 50 mm 409. O ponto focai no meio Raman automático 407 tinha aproximadamente 130 μm de diâmetro. O cristal Nd:YV04 407 (0,3% de revestimento, de corte a, dis- ponível a partir de Fujian Castech Crystals, Inc., Fujian, R.P. da China) apre- sentou dimensões de 3x3x10 mm e foi revestido em ambas as faces com 98% de transmissão a 0,808 μm e >99,5% de transmissão a 1,064 μm e 1,176 μm. O cristal LBO 411 (Castech, combinado em fase de forma não crítica, θ=90 , φ=0 com dimensões de 3x3x10 mm) utilizado para dobrar a freqüência do comprimento de onda Raman foi mantido a uma temperatura de -45 C e foi revestido AR a 1,064-1,200 μm. O espelho de bomba M1 413 era plano e revestido R=99,994% a 1,064 μm e R=99,996% a 1,176 μm. Vá- rios espelhos diferentes M2-M4 (coletivamente o acoplador de saída 415 na figura 15) foram utilizados como acopladores de saída para ambas as cavi- dades compacta (com o comprimento do ressonador ótico 417 variando de 13 a 22 mm) e estendida (com o comprimento do ressonador 417 de 112 a 115 mm). As especificações relevantes dos espelhos 415 são resumidas na Tabela 5.
Tabela 5: Resumo dos acopladores de saída 415
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Resultados e Discussão
Configuração de cavidade compacta
As características do sistema de laser no fundamental, primeiro Stokes e sua segunda harmônica foram primeiro investigadas utilizando uma cavidade plano-côncava curta. Todos os componentes estavam próximos, separados por < 1 mm, resultando em um comprimento total de cavidade de 13 mm. Para operação no fundamental, um acoplador de saída com 10% de transmissão a 1,064 μm e 500 mm de raio de curvatura (côncavo) foi utiliza- do. Para a potência máxima de diodo incidente (4,2W), 2,2W foi obtido no fundamental, com 0,25W de limite e 53% de eficiência de inclinação com relação à potência incidente no cristal de laser.
Inicialmente, a operação do laser nos comprimentos de onda fundamental e primeiro Stokes de 1064 nm e 1176 nm foi investigada sem o material de duplicação 411 na cavidade de ressonador de laser 417. A ope- ração no comprimento de onda de primeiro Stokes foi obtida com o espelho M2 como o acoplador de saída, fornecendo alto Q (alta "finesse") para am- bos os campos óticos fundamental e Stokes, e as características do laser nessa disposição foram ilustradas na figura 16. A potência de bomba de dio- do limite para o fundamental foi muito baixa (~100mW), e para a saída pri- meiro Stokes foi em torno de 1,9W. Uma potência de saída Raman máxima de 1,176 μm de 320 mW foi medida depois do acoplador de saída para a potência de bomba 4,5W e a eficiência de inclinação foi de aproximadamen- te 12%. A potência de primeiro Stokes 419 e a potência residual do funda- mental em 1064 nm 421 foram ilustradas como funções da potência de diodo incidente no cristal de laser na figura 16. A exaustão da potência fundamen- tal 421 acima do limite SRS de ~1,9W é claramente evidente.
A cavidade do ressonador 417 foi então alongada para 22 mm para acomodar o cristal LBO (material não-linear 411 da figura 15), e o espe- lho M3 selecionado como o espelho de saída 415. A figura 17 ilustra um grá- fico de saída de laser nos comprimentos de onda fundamental 423 (1064 nm), primeiro Stokes 425 (1176 nm) e convertido não-linear 427 (588 nm). O limite Raman primeiro Stokes foi ligeiramente maior, a 2,2 W devido às per- das por inserção associadas com o cristal adicional (isto é, o cristal não- linear 411). No entanto, acima do limite a potência amarela 427 aumenta de forma linear para um máximo de 92 mW a 4,5 W de potência de bomba de diodo, com uma eficiência de inclinação de diodo para amarelo de 3,8%. De- vido à refletividade muito alta do espelho M3 nos comprimentos de onda fundamental e primeiro Stokes, apenas uma pequena quantidade de radia- ção infravermelha pode ser detectada, <5 mW no primeiro Stokes e < 25 mW a 1,064 μm.
Um analisador de feixe Spiricon foi utilizado para inspecionar as propriedades espaciais da saída amarela e o fundamental (a saída Stokes foi muito fraca para ser observada nesse caso). A saída amarela ocorreu predominantemente no modo transversal de ordem inferior (TEM00), mas pareceu substancialmente aberrada com a qualidade de feixe M2~3. O fun- damental a 1064 μm foi observado para compreender muitos modos trans- versais de ordem alta, com baixa estabilidade de modo evidente. A otimiza- ção da combinação de modo entre o volume bombeado de Nd:YVO4 e o modo ressonador TEM00 teve pouco efeito no modo transversal do funda- mental.
A partir das observações da estabilidade do ressonador, combi- nada com a modelagem do ressonador da cavidade compacta utilizando LASCAD, foi determinado que uma lente térmica positiva com comprimento focal em torno de 2 cm foi formado dentro do cristal Nd:YVO4 para a potên- cia de diodo máxima incidente de 4,2W. A carga térmica que causa lente térmico dentro do cristal Nd:YV04 surge de vários processos. A primeira e maior carga térmica surge da absorção da luz de bomba de diodo, de onde aproximadamente 30% seguem para aquecimento do cristal de laser. A se- gunda fonte de aquecimento surge da natureza não-elástica do processo SRS; a carga de calor por fóton Stokes gerada é simplesmente a diferença entre as energias de fóton fundamental e primeiro Stokes. Em terceiro lugar, visto que a saída amarela gerada no cristal LBO propaga em duas direções opostas, quantidades substanciais (em comparação com a potência de saída amarela) da luz amarela são absorvidas no cristal Nd:YV04, que possui um coeficiente de absorção medido de 2 cm-1 a 588 nm. A lente térmica estima- da é de fato mais forte do que o esperado de acordo com esses fatores ape- nas, e como discutido anteriormente, acredita-se que a carga térmica adicio- nal surja de absorções ruins (por exemplo, devido a íons de impureza, ou absorção de estado excitado), de potências circulantes muito altas (~1kW) nos comprimentos de onda fundamental e primeiro Stokes.
A modelagem de ressonador (utilizando LASCAD) foi realizada para se compreender como melhor otimizar o desenho do ressonador, a fim de aperfeiçoar ambas a qualidade de feixe e eficiência. A figura 18 apresen- ta o tamanho de modo de ressonador ao longo do comprimento da cavidade para os comprimentos focais de lente térmica de 2 cm, 4 cm e 6 cm e para os comprimentos de ressonador (20 mm, 22 mm, e 24 mm, com os cristais sobrepostos na representação por motivos de conveniência). Quatro obser- vações importantes podem ser realizadas a partir da figura 18. Primeiro, o modo de cavidade preenche de forma substancialmente excessiva o volume bombeado. Em segundo lugar, o aumento do comprimento do ressonador torna a combinação de modo no cristal de laser pior. Em terceiro lugar, as cavidades com comprimento focai mais curto possuem tamanho se modo maiores no cristal de laser, e, correspondentemente, uma combinação de modo pior.
As potências de saída amarela mais altas foram obtidas quando a cavidade esteve próxima do limite de estabilidade; no entanto, nesse regi- me, é normalmente difícil se obter uma operação robusta visto que o tama- nho de ponto é mais sensível a mudanças pequenas no alinhamento. De forma clara, o desenho está longe de ser ideal, visto que a falta de combina- ção entre o volume bombeado e o modo de cavidade resultará em um feixe de saída altamente aberrado, e não existem graus de liberdade no desenho de ressonador "curto" para otimização.
Cavidade Longa
O desenho da cavidade curta foi limitado visto que não foi possí- vel se otimizar completamente a combinação de modo no NdiYVO4. Portan- to, uma disposição de ressonador adicional que permitira essa otimização e, por sorte permitiria uma qualidade de feixe aperfeiçoada e uma potência de saída aumentada foi projetada. Uma cavidade plano-côncava foi escolhida na qual a separação do espelho esteve perto da soma da lente térmica má- xima (~2 cm) em NdGdVO4 e o raio de curvatura côncavo do espelho de a- coplamento de saída M4 (10cm). A figura 19 ilustra o modo de cavidade para alguns comprimentos de cavidade diferentes e para três potências de lente térmica: linhas pontilhadas 431, 432 e 433 são representações do tamanho de modo para comprimentos do ressonador 417 de 115 mm, 112 mm, e 109 mm, respectivamente, na presença de uma lente térmica no meio Raman automático 407 com um comprimento focai de 2 cm; linhas tracejadas 434, 435 e 436 são representações do tamanho de modo para os comprimentos do ressonador 417 de 115 mm, 112 mm e 109 mm, respectivamente, na presença de uma lente térmica no meio Raman automático 407 com um comprimento focai de 4 cm; e as linhas sólidas 437, 438 e 439 são represen- tações do tamanho de modo para os comprimentos do ressonador 417 de 115 mm, 112 mm e 109 mm, respectivamente na presença de uma lente térmica no meio Raman automático 407 com um comprimento focai de 6 cm. Também ilustrado é o raio de ponto de bomba 440 e as posições aproxima- das de cristais Nd:GdVO4 e LBO (407 e 411, respectivamente). Várias ob- servações podem ser feitas a partir da figura 19. Primeiro, o tamanho do modo de cavidade é bem combinado com o fundamental no cristal Nd:GdV04. Em segundo lugar, a combinação de modo pode ser otimizada pela translação do acoplador de saída 415 por apenas alguns mm. ao longo do eixo geométrico do ressonador 417. Em terceiro lugar, à medida que o comprimento focai da lente térmica se torna mais curto, o tamanho de modo de cavidade em Nd:GdVO4 se torna maior, aumentando, assim, o volume onde o calor é depositado através do processo SRS, e satisfazendo dω/dfthermal>0 que é a relação preferida para mitigar contra os efeitos do lente térmico.
Durante a operação do laser Raman utilizando a configuração de cavidade longa, um filtro de passa baixa de 810 nm (não ilustrado) foi inseri- do no percurso do feixe de bomba a partir do laser de bomba 401 e serviu para impedir que quantidades substanciais de luz amarela alcançassem, e potencialmente danificassem, o diodo de laser 401; isso, por sua vez, redu- ziu a potência de bomba máxima disponível do laser de bomba 401 para 3,2 W, em comparação com os 4,5W disponíveis para a cavidade curta. Como antes, os cristais Nd:YV04 e LBO foram posicionados o mais perto possível um do outro e do espelho M1 413. Como esperado a partir da modelagem, o comprimento da cavidade do ressonador 417 foi um parâmetro crítico na otimização do ressonador para uma potência de saída máxima, e variou a- través da faixa de aproximadamente 110 a 120 mm utilizando um estágio de translação.
Observou-se que o laser operou em dois regimes dependendo do comprimento de cavidade, um com um baixo limite Raman e baixa potên- cia amarela e outro regime com um alto limite Raman e alta potência amare- la, essas características sendo destacadas na Tabela 6. Quando o compri- mento de cavidade foi determinado para 112 mm, um limite Raman baixo de 0,8W de potência de bomba foi observado. Quando a cavidade foi estendida para 115 mm, o limite Raman aumentou para 2,3W, no entanto, a potência de saída máxima amarela também aumentou para 140 mW. A figura 20 ilus- tra uma representação da potência de saída amarela como uma função da potência de bomba para as cavidades de 112 mm e 115 mm (441 e 443, respectivamente).
As representações 441 e 443 demonstram a importância dos efeitos térmicos. O limite mais baixo foi alcançado para o comprimento de cavidade de 112 mm (representação 441), e o desenho de ressonador foi tal que os tamanhos de modo de cavidade nos cristais Nd:GdV04 e LBO (407 e 411, respectivamente) foram quase ideais para a obtenção da saída Stokes. No entanto, à medida que a potência de bomba aumentou acima do limite, a carga térmica de Nd:GdV04 foi tal que o tamanho de modo de cavidade não foi mais otimizado, e a potência amarela não aumentou alem de 20 mW. É, portanto, necessário se desenhar e otimizar o ressonador de forma que cor- responda às potências de entrada e saída máximas exigidas, e no caso da figura 19, os tamanhos de modo de cavidade quase ideais para a potência de diodo máxima foram obtidos para uma cavidade ligeiramente maior (115 mm) como pode ser observado a partir da representação 443, no entanto, o limite foi consideravelmente maior, em torno de 2,0 W.
Como foi ilustrado, a modelagem do ressonador utilizando LAS- CAD indicou que para uma determinada disposição de cavidade, um aumen- to no comprimento da cavidade (mudando o acoplador de saída apenas) de 112 mm para 115 mm reduz o tamanho de modo de cavidade em 20 μm no arqueamento de feixe. Isso, por sua vez, muda o tamanho de modo dentro do cristal Nd:YV04 permitindo uma melhor sobreposição entre o ponto de bomba e o modo de cavidade no comprimento de onda fundamental.
Em comparação com os resultados obtidos utilizando-se a cavi- dade curta, a cavidade longa de 115 mm exibe uma eficiência de conversão de diodo para amarelo significativamente maior de 4,4% (eficiência de incli- nação de 7,9% acima do limite), e um limite Raman mais alto. Deve-se notar que a potência de saída medida no comprimento de onda Stokes para am- bas as cavidades curta e longa nunca excederam 5 mW, devido à alta refle- tividade dos espelhos M3 e M4 no comprimento de onda Raman.
A qualidade de feixe da saída amarela foi substancialmente a - perfeiçoada em comparação com a cavidade curta com M2~1,2 sendo regis- trado. Não apenas os efeitos térmicos causam impacto na estabilidade da cavidade, como também possuem um efeito prejudicial na qualidade de fei- xe, e essa qualidade de feixe muito aperfeiçoada é atribuída a uma melhor combinação do feixe de bomba com o modo de cavidade.
O ruído de amplitude na saída amarela foi investigado utilizando um fotodiodo rápido (Thorlabs: DET10A/M) e um osciloscópio de 2 GHz e foi considerado bem alto, com ruído de amplitude de pico para pico de 15%. Por comparação, as saídas fundamental e primeiro Stokes possuem um ruído de amplitude muito menor, em torno de 3%. Esse "problema amarelo" é similar ao "problema verde" bem conhecido, que surge de muitos modos longitudi- nais oscilantes que são acoplados através do processo de geração de fre- qüência de soma. Para fins de comparação, a radiação fundamental a 1064 nm foi dobrada em freqüência (utilizando um cristão LBO de 15 mm de com- primento cortado para a combinação de fase crítica tipo 1 (theta=90, phi=10,6) a partir da cavidade longa e o ruído de amplitude da luz dobrada foi analisado. Com potência de bomba máxima (0,5 W verde a partir de 3,2 W de bomba) a saída verde também apresentou um ruído de amplitude significativo: 17,15% sendo registrado, o que foi comparável ao ruído obser- vado a partir da saída amarela.
Enquanto o desenho de cavidade longa resultou em aperfeiçoa- mentos significativos na qualidade de feixe e potência de saída sobre o de- senho de cavidade curta, a potência de saída amarela é substancialmente limitada visto que apenas a luz amarela gerada na direção do acoplador de saída é coletada. Uma quantidade similar de luz amarela é gerada na dire- ção opostas, e é absorvida no cristal de laser Nd:YV04 (coeficiente de ab- sorção medido como sendo 2 cm-1) ou passa através do espelho de entrada M1 413. Na verdade as potências significativas >10mW foram observadas se propagando de volta na direção do diodo de laser, solicitando o uso de um filtro de passa baixa de 810 nm para proteger o diodo dos efeitos desse retorno ótico.
Cavidade Dobrada
A fim de se evitar que a luz amarela seja absorvida no cristal de ganho 407 e evitar o retorno para o diodo de bomba 401, uma disposição de cavidade dobrada 450 foi examinada e sua disposição é ilustrada na figura 21 onde referências numéricas similares indicam elementos similares. A ca- vidade do ressonador 450 fez uso de um espelho rotativo dicróico 451 com o mesmo revestimento dielétrico que o espelho M1 413, que forneceu alta re- fletividade nos comprimentos de onda fundamental e primeiro Stokes, e alta transmissão em amarelo. O espelho rotativo 451 foi angulado o mais perto da incidência normal possível visto que se tornou progressivamente trans- missivo no comprimento de onda de primeiros Stokes quando posicionado longe da incidência normal. O espelho rotativo 451 foi configurado em um ângulo de 15 para essas experiências, e a refletividade do espelho foi esti- mada como sendo de -99,8% a 1,176 μηι nesse ângulo. O meio não-linear 411 (LBO nessa disposição) também foi localizado o mais perto do arquea- mento de feixe possível para garantir o ponto mais justo possível através do cristal 411, no entanto, o ponto foi necessariamente um pouco maior do que o caso da cavidade linear longa descrita anteriormente.
Em comum com a cavidade linear longa, o espelho 215 M4 foi utilizado como o espelho de extremidade nessa configuração. Ambos o es- pelho rotativo 451 e o espelho M4 415 foram >99% transmissivos em 588 nm, e a luz amarela foi observada através de ambas as extremidades da cavidade dobrada 450 (em posições marcadas A e B na figura 21). O siste- ma apresentou um limite Raman de 2,5W e uma saída amarela combinada (coletada a partir das posições A e B) na potência de bomba máxima de 134 mW (bomba de 4,5W) sugerindo que a eficiência do sistema não foi tão boa quando a cavidade reta da figura 15. O limite 25% maior é atribuído às per- das de cavidade aumentadas no comprimento de onda primeiro Stokes, as- sociadas com o espelho rotativo 451. A redução na potência de saída é atri- buída basicamente ao cristal LBO 411 sendo localizado mais longe de sua posição ideal perto do cristal Nd:YVO 407. O sistema exibiu excelente quali- dade de feixe, com M2=1,1 medido nas posições A e Β. A qualidade de feixe aperfeiçoada é atribuída à luz amarela sendo desacoplada do cristal Nd:YVO 407 que pode introduzir aberrações no feixe devido à sua carga térmica. O ruído de amplitude também foi ligeiramente reduzido, com uma variação de pico para pico de 8% sendo observada. Potências de saída de terminação única até 120 mW foram alcançadas pela colocação de um espelho de raio de curvatura de 200 mm (não ilustrado), um espelho revestido HR a 588 nm, a- trás do espelho rotativo 451 na posição A para refletir esse feixe de saída no espelho rotativo 451. A potência de saída total mais baixa é atribuída a algum vazamento de amarelo ocorrendo a partir desse espelho HR adicional.
Uma saída de terminação única também foi obtida na posição A pela substituição do espelho M4 por um espelho ROC HR duplo (R>99,6% a 1,064, R>99,9% a 1,179 μm, R>99,5% a 0,588 μm) de 100 mm na posição B. Isso resultou em um limite mais alto e uma potência amarela total mais baixa de 20 mW na posição A. A saída amarela significativamente mais bai- xa é devido à refletividade mais baixa no espelho HR duplo utilizado na cavi- dade no comprimento de onda Raman.
Sumário
Em suma, o ressonador dobrado mantém o potencial claro para a geração de potências de saída amarela substancialmente mais altas em um feixe único, uma vez que as características de transmissão do espelho dobrado e espelho de extremidade são totalmente otimizadas. Um desenho de ressonador alternativo seria a inclusão de um espelho intracavidade na cavidade longa que possui alta transmissão nos comprimentos de onda fun- damental e primeiro Stokes, e alta refletividade no amarelo.
Os resultados experimentais principais, incluindo limite, e con- versão para várias configurações de ressonador são resumidos na Tabela 6.
Demonstrou-se a geração eficiente de amarelo CW a partir de um laser Nd:YVO de alta "finesse" (alto Q) bombeado utilizando um laser de diodo de alto brilho 4W. Consistente com os exemplos anteriores, a chave para a geração eficiente Raman e amarela é a minimização das perdas in- tracavidade e boa sobreposição entre o modo de cavidade e o ponto de bomba. Tabela 6
<table>table see original document page 145</column></row><table> No presente exemplo, 92 mW de saída amarela CW foram de- monstrados a partir de um laser Nd:YVO Raman automático, intracavidade, muito compacto (-22 mm de comprimento), apesar de com uma qualidade de feixe relativamente baixa (M2~3). Os aperfeiçoamentos principais na po- tência de saída, até 140 mW e qualidade de feixe (M2~1,2) foram obtidos pelo desenho de um ressonador mais longo que permitiu uma boa combina- ção de modo entre o tamanho de modo da cavidade e o ponto de bomba.
A saída amarela exibe um ruído de amplitude substancial (em torno de 16% de pico a pico) que é análogo ao chamado "problema verde". O ruído de amplitude aumenta com a potência de saída, e foi ligeiramente reduzido quando um furo de pino intracavidade foi inserido na cavidade.
As disposições do presente exemplo destacaram a necessidade de uma cavidade com alto Q (alta "finesse") para uma geração eficiente pri- meiro Stokes e baixas perdas intracavidade. As perdas adicionais induzidas pelos elementos adicionais na cavidade, por exemplo, o espelho rotativo 451 na posição A da figura 21, contribuíram para uma eficiência de laser reduzi- da e uma potência de saída total inferior. É antecipado que potência de saí- da amarela e eficiências ainda maiores podem ser realizadas pela aplicação de revestimentos HR diretamente nas faces dos cristais e/ou pela difusão da união do cristal de ganho Raman automático 407 e o cristal não-linear 411 juntos minimizando, assim, o número de interfaces dentro da cavidade.
Modelagem dos Lasers Raman Intracavidade de Onda Contínua
É descrita abaixo a modelagem para os lasers Raman de onda contínua do tipo examinado nos exemplos acima, e especificamente com relação ao exemplo 2, apesar de ser apreciado que a análise é igualmente aplicável a outros exemplos.
Considerações do Desenho
Os lasers Raman intracavidade envolvem dois processos óticos simultâneos dentro de uma cavidade ótica; a geração de radiação funda- mental no cristal de laser, e SRS no cristal Raman (no caso de um cristal Raman automático, ambos esses processos ocorrem em um único cristal). No caso de um laser Raman de freqüência dobrada intracavidade, um tercei- ro processo ótico acoplado - o da geração de segunda harmônica (SHG) - deve ser considerado também. A operação de laser eficiente exige que cada um desses processos óticos seja equilibrado corretamente para produzir a eficiência ideal total.
É à primeira vista surpreendente que as potências de diodo cw de poucos watts sejam suficientes para alcançar o limite Raman nesses dis- positivos. A fim de se aperfeiçoar o ganho Raman de retorno de forma sufi- ciente, as intensidades fundamentais intracavidade da ordem de 1 MW/cm2 são necessárias. De acordo com um raio de feixe típico de 150 μm no cristal Raman, isso corresponde às potências intracavidade da ordem de 0,5 kW. O bombeamento de diodo de um cristal de laser pode ser considerado um meio eficiente de se acoplar a potência de bomba de diodo de banda larga a uma cavidade de alto Q (alta "finesse"), resultando em um campo fundamen- tal de banda estreita e cavidade aprimorada. O processo de lasing também serve para converter a saída de qualidade de feixe baixa do diodo de laser (que pode ser da ordem de 100 vezes a difração limitada, particularmente para diodos de maior potência) em uma radiação fundamental intracavidade de qualidade de feixe maior, permitindo um foco justo no cristal Raman. Dessa forma, a radiação de diodo de potência baixa é transformada em um campo intracavidade intenso que é focado de forma justa no cristal Raman atingindo o nível de megawatt.
Existe um grande número de complexidades referentes à opera- ção desses dispositivos de laser Raman. Lente térmico forte ocorre em am- bos os cristais de laser e Raman. A dinâmica dessas lentes térmicas é dife- rente, com a potência de lente térmica do cristal de laser escalonando com a potência de bomba de diodo absorvida, e a potência de lente térmica no cris- tal Raman aumentando com o número de fótons Stokes gerados. Outras complexidades resultam da cavidade de alto Q (alta "finesse") para o campo ótico fundamental (e também o campo ótico Stokes, no caso de geração de amarelo). Descobriu-se que a geometria da cavidade que produz a saída TEMoo quando configurada com um acoplamento de saída ideal para a e- missão fundamental oscilará em um grande número de modos transversais quando o acoplador de saída é substituído por um alto refletor.
A limpeza de feixe Raman, um fenômeno muito conhecido que ocorre nos Iasers Raman freqüentemente faz com que o campo de cavidade Stokes oscile em um número muito menor de modos transversais; o grau até onde a limpeza de feixe Raman permite que a saída de qualidade de feixe alta seja obtida depende dos detalhes do ressonador. A limpeza de feixe Raman também é benéfica visto que o tamanho de modo transversal do fei- xe de maior qualidade permite que densidades de potência maior sejam al- cançadas no material não-linear em comparação com a situação correspon- dente sem a limpeza de feixe Raman onde o feixe Raman possui uma quali- dade de feixe similar à do fundamental. Tipicamente, com a limpeza de feixe Raman, o M2 do feixe Raman é consideravelmente mais baixo do que M2 do feixe fundamental (isto é, 2 vezes, três vezes mais baixo ou mais). Como um cálculo ilustrativo, considera-se um feixe de laser ressonando em uma cavi- dade com 100 kW de potência intracavidade. Se esse feixe possuir um ta- manho de ponto com raio de 200 μm, a densidade de potência do feixe é de aproximadamente 80 kW/cm2. No entanto, se o feixe possuir um tamanho de ponto com raio de 100 μm, então a densidade de potência é de cerca de 318 kW/cm2 - isto é, o tamanho de ponto de metade do tamanho dá lugar a um aumento de quatro vezes na densidade de potência. A aplicação desse cálculo especificamente à limpeza de feixe Raman (considerando uma efici- ência de conversão Raman de 50%), se a potência de intracavidade da radi- ação Raman for de 200 W com um tamanho de ponto no material Raman com raio de 200 μm (a densidade de potência de cerca de 160 kW/cm2) e o feixe Raman com limpeza possuindo uma potência intracavidade de 100 kW e um tamanho de ponto de 100 μm, então a densidade de potência do feixe Raman no material Raman será de cerca de 318 kW/cm2.
Outra conseqüência do ressonador de alto Q (alta "finesse") é que os campos óticos se tornam tipicamente muito fortes, a absorção de es- tado terra, a absorção de dois fótons, a absorção de estado excitado, e a absorção residual nos cristais não-lineares (devido, por exemplo, a peque- nas quantidades de íons de impureza) podem se tornar significativas nos cristais de laser, Raman e/ou não-linear. Uma carga térmica mais alta dos lasers Raman operando no modo cw é observada em comparação com a carga térmica de um laser Raman operando em um modo pulsado, e uma emissão azul muito mais forte (convertida ascendentemente) a partir do cris- tal Raman KGW também é observada. Uma complexidade adicional referen- te aos campos óticos altos pode ser os efeitos não-lineares tal como foco automático ou absorção de múltiplos fótons e esses podem se tornar subse- qüentemente significativos, apesar de até agora isso não ter sido observado.
Descrição do Modelo
Lasers Raman intracavidade são extremamente complexos por natureza. Um modelo completo que tenta combinar com precisão os resulta- dos experimentais precisa incluir modos transversais de ordem alta, lente térmico, efeitos espectrais, efeitos de polarização, e perdas para os modos de ordem alta, todo os quais se baseiam em constantes e parâmetros expe- rimentais pouco conhecidos.
Na presente discussão, um modelo simplificado é considerado para determinar as tendências que suportam esse comportamento comple- xo. Tal modelo não fornece um acordo perfeito com as medições experimen- tais, mas revela o jogo entre os muitos parâmetros livres dos Iasers Raman, e é uma ferramenta valiosa para a exploração dos regimes nos quais a ope- ração eficiente é possível. A presente discussão tem por objetivo solucionar- as questões mais amplas: os lasers experimentais operam com muito pouca ou muita conversão Raman por percurso de retorno? Qual é o jogo entre a intensidade da conversão Raman e o acoplamento de saída Stokes? Qual o jogo entre a intensidade de conversão Raman e a intensidade da duplicação de freqüência em um laser Raman duplicado? As perdas residuais são im- portantes? Qual o escopo para aperfeiçoamento desses lasers? Descobriu- se que o modelo simples pode fornecer uma visão significativa dessas ques- tões fundamentais.
A figura 22 ilustra uma representação esquemática do laser con- siderado no presente modelo. Uma cavidade 500 unida pelos refletores 501 e 503 contendo um cristal de laser 503 é bombeada por uma luz de bomba 505 a partir de um diodo de laser cw (não ilustrado), um cristal Raman 507, e opcionalmente, um cristal de duplicação 509. Feixes com perfis superiores transversais são modelados, e, ao invés da modelação do laser para uma configuração de cavidade específica, o comportamento do laser é calculado para raios de ponto específicos fornecidos para cada um dos elementos ati- vos na cavidade. O raio de ponto pode ter um valor diferente em cada ele- mento, mas o raio é considerado como sendo constante dentro de cada um dos elementos. A radiação de bomba também é considerada como propaga- da com um raio constante no cristal de laser.
Pela modelação do comportamento de laser como uma função dos tamanhos de ponto de cristal, o comportamento subjacente do laser po- de ser investigado. Uma vez que os regimes para o melhor desempenho do laser foram identificados, pode-se se solucionar o problema de projeto de uma cavidade em separado para realizar esses tamanhos de ponto em cada cristal (esse processo de desenho de cavidade não é endereçado na presen- te discussão).
As equações diferenciais para descrever o laser são determina- das utilizando-se o método descrito por J.J. Degnan em IEEE Journal of Quantum Electronics, 1989, 25(2):214-220. Assume-se que todas as intera- ções (ganho de laser, ganho Raman, duplicação de freqüência, perdas e transmissões de espelho) sejam espalhadas suavemente por toda a cavida- de e que ocorram simultaneamente. Tal método é adequado desde que o ganho/perda de passagem única de cada interação seja pequeno: se isso for verdadeiro, então, a ordem de interações não é importante e é aceitável se modelar, ao invés disso, todas as interações simultaneamente. As equações que governam a mudança na potência em cada campo ΔΡ por um percurso de retorno (levando tempo At) são utilizadas para estimar um dP/dt suaviza- do para esse campo. Isso resulta em uma equação para cada campo fun- damental e campo Stokes, mais uma para a inversão de população; essas equações podendo ser solucionadas para a solução de estado estável para o bombeamento cw.
As equações resultantes para um laser Raman dobrado intraca- vidade são:
<formula>formula see original document page 151</formula>
em que N* é a densidade de inversão de cristal de laser, Pf, OS são potên- cias intracavidade fundamental e Stokes, Tf, Ts, Lf, Ls são as transmissões de acoplamento de saída e perdas de percurso de retorno para os campos fundamental e Stokes.
Nos cristais de laser, Raman e de duplicação: Al, Ar, Ad são as áreas de ponto (com raios de ponto correspondentes rL, rR, ro), Il, Ir, 'd, são os comprimentos de cristal, e nL, nR, nD são os índices de retração de cristal (considerado igual em todos os comprimentos de onda). Ic é o comprimento de cavidade, I é o comprimento de cavidade ótica, σL, Xl são a seção trans- versal de emissão de cristal de laser e a vida útil de nível superior, gp é o coeficiente de ganho Raman estimulado, Pp é a potência de bomba de diodo incidente, λρ, λψ, Xs, λο são comprimentos de onda de radiação de bomba, fundamental, Stokes e Stokes dobrado e detf é a não-linearidade efetiva do cristal de duplicação. A partir das potências intracavidade de via única pode- se definir as potências de saída como:
<formula>formula see original document page 151</formula>
em que Td é a transmissão do espelho de saída para a radiação Stokes do- brada. As considerações chave feitas nesse modelo são como se se- gue: Assume-se que a energia da bomba seja completamente absorvida pe- lo cristal de laser (uma consideração precisa para a maior parte das experi- ências), e assume-se que o volume bombeado e o modo de lase ser sobre- põem perfeitamente, como os modos fundamental, Stokes e Stokes dobrado na cavidade. A emissão espontânea e o espalhamento Raman espontâneo para dentro do modo de cavidade é negligenciado (esses termos seriam ne- cessários a fim de se solucionar um comportamento dependente de tempo do laser). A combinação de fase perfeita no cristal de duplicação também é considerada para a duplicação da radiação Stokes, e o campo fundamental não é dobrado. A radiação Stokes dobrada não é ressonada na cavidade; portanto, não há necessidade de se modelar o campo Stokes dobrado na cavidade, mas é suficiente se representar simplesmente a duplicação como uma perda para o campo Stokes.
Resultados
A seguir, as equações de modelo são solucionadas por seus valores de estado estável para potência de bomba constante Pp, adequados para comparação com a saída dos lasers cw experimentais. As configura- ções de laser simuladas são baseadas nas disposições de laser dos exem- plos descritos acima. A Tabela 7 lista os parâmetros de material relevantes adequados para esses dispositivos.
Estimativas de parâmetros do ressonador de laser também são necessárias e estima-se que o raio de ponto TEM00 no cristal de laser tenha 150 μm, o tamanho de ponto no cristal Raman seja de 125 μm, e as perdas de percurso de retorno nos comprimentos de onda fundamental e Stokes seja de 1%. Essas estimativas se aplicam a ambas as configurações de la- ser Raman simples e Iase Raman dobrado: a adição do cristal de duplicação à cavidade tem muito pouco efeito no limite do laser. Enquanto existe algu- ma incerteza sobre o valor exato dos parâmetros, se tem por objetivo a de- terminação de tendências amplas ao invés de o fornecimento de previsões numéricas precisas; essas estimativas são suficientes para a presente dis- cussão. Tabela 7: Valores de parâmetro para Nd:GdVQ4, KGW (mudan- ça de 901 cm-1), e LBO (combinação de fase não crítica utilizando duplica- ção tipo I)
<table>table see original document page 153</column></row><table>
Limite para oscilação Stokes
O desenho de um laser Raman de forma que tenha um limite Raman baixo é vital para se obter uma alta eficiência, e permite o uso de diodos de bomba de baixa potência.
A intensidade do campo fundamental na cavidade de laser resul- ta em níveis muito altos à medida que a potência da bomba é aumentada na direção do limite Raman, visto que o campo fundamental experimenta uma cavidade com um Q muito alto (alta "finesse"). Para a maior parte dos dese- nhos de cavidade, a intensidade do campo fundamental no limite Raman é muito maior do que a intensidade de saturação para o material de laser: para Nd:GdVO4 a intensidade de saturação é de apenas 2,5 kW cm2. Nesse re- gime, a energia de bomba de diodo suprida para o cristal de laser é então eficientemente convertida em radiação fundamental e a perda de potência por emissão espontânea é baixa. As equações do modelo podem ser simpli- ficadas negligenciando-se Tl para se obter uma expressão analítica para a potência de bomba de diodo necessária para se alcançar o limite Stokes:
<formula>formula see original document page 153</formula>
Nota-se que a mesma fórmula de limite se aplica igualmente a lasers Raman dobrados intracavidade: adição do cristal de duplicação na cavidade não afeta o limite Raman, exceto para quaisquer perdas de percur- so de retorno passivo adicionais, visto que no limite Raman o campo Stokes é muito pequeno e o cristal de duplicação não exaure o campo Raman.
A equação (12) é válida desde que a intensidade total do campo fundamental no limite Raman (e acima) seja muito maior do que a intensida- de de saturação da transição de laser; essa condição é equivalente à condi- ção a seguir relacionada com as áreas de modo nos cristais de laser e Raman:
<formula>formula see original document page 154</formula>
A condição na equação (13) pode ser avaliada para a disposição do exemplo 2 acima, para se obter AL<<580 Ar para o conjunto de espelho A (Tf=0,2%, Ts=O,8%) e A<<290AR para o conjunto de espelho B (Tf=0,005%, Ts=0,005%). Essas diferenças são bem satisfeitas e dessa forma negligenciar τL é justificado e a aproximação do limite Raman forneci- do pela equação (12) é válida para os lasers sendo considerados. A equa- ção (12) fornece para o conjunto de espelho B um limite Raman de 2,6W, em comparação com o limite medido de 2,5W. Para o conjunto de espelho A, a equação (12) fornece um limite Raman de 5,6W, em comparação com um limite medido de 6,6W para o laser Raman simples, e 6,9W par ao Ra- man dobrado.
Um ponto importante revelado pela equação (12) é que a área de modo no cristal de laser Al não afeta o limite. Desde que rL seja combi- nado com o tamanho de ponto de bomba, aumentar rL em até cinco vezes rR ainda satisfará a equação (13) para o conjunto de espelho B, e, dessa forma, não afetará o limite. Isto é significativo para o desenho de laser visto que é problemático se focar a radiação a partir dos diodos de bomba em pontos muito pequenos devido à sua baixa qualidade de feixe. Com um desenho de cavidade que alcança um tamanho de ponto pequeno no cristal Raman e um tamanho de ponto muito maior no cristal de laser, os limites Raman inferio- res podem ser alcançados sem se exigir um diodo de laser de bomba com qualidade de feixe aperfeiçoada. A equação (12) indica que a redução das perdas para a radiação fundamental e Stokes pode reduzir muito o limite Raman. Com o desenho de cavidade para reduzir ainda mais o tamanho de ponto no cristal Raman, e- xiste escopo para a redução do limite Raman para esses lasers com poucas centenas de miliwatts.
Eficiência de laser Raman intracavidade cw
Os parâmetros que determinam a eficiência de um laser Raman intracavidade serão agora considerados. Os parâmetros que podem ser con- trolados são o acoplamento de saída Stokes, o tamanho de ponto no cristal Raman, e a escolha do comprimento de cristal Raman e do material.
A eficiência geral e um laser Raman pode ser dividida em três eficiências seqüenciais. Primeiro, a potência de bomba de diodo depositada no cristal de laser deve ser extraída de forma eficiente para dentro do campo de laser fundamental. Em segundo lugar, os fótons fundamentais devem ser convertidos de forma eficiente em fótons Stokes, e finalmente os fótons Sto- kes devem ser eficientemente acoplados fora da cavidade e dentro do feixe de saída. Na prática isso significa que a conversão de percurso de retorno dos fótons fundamental para Stokes deve exceder bem as perdas de cavi- dade de campo fundamental, uma conversão muito alta, no entanto, impede que o campo fundamental suba para um nível suficiente para extrair de for- ma eficiente a energia na inversão de população (isso ocorre se a equação (13) não for satisfeita). O acoplamento de saída Stokes deve exceder muito o das perdas de cavidade para o campo Stokes, um acoplamento de saída muito alto impedindo que o campo Stokes suba para alcançar uma conver- são Raman eficiente e resulta em um limite Raman alto.
A figura 23 ilustra como a eficiência total calculada (P0UTs/Pp) de um laser Raman depende do tamanho de ponto Raman e do acoplamento de saída Stokes. Os parâmetros a seguir foram utilizados com base no tra- balho de Dekker: um cristal de laser Nd:GdV04 de 10 mm com um raio de bomba de diodo e raio de modo no cristal de 150 μηι, um cristal Raman KGW de 25 mm, (LF+TF)=1,2%, e Ls=1%. A potência de bomba de diodo incidente no cristal de laser sendo de 15W. Os parâmetros de material são fornecidos na Tabela 7.
A característica chave da figura 23 é o aumento forte na eficiên- cia e saída visto que o tamanho de ponto Raman é reduzido - para obter uma melhor eficiência a cavidade deve ser projetada para minimizar o tama- nho de ponto Raman. O acoplamento de saída para o campo fundamental fornecido pela conversão Raman é inferior a seu valor ideal para toda a faixa de parâmetro aqui. O formato do gráfico é determinado predominantemente pelo melhor equilíbrio entre um acoplamento de saída Stokes baixo que me- lhora o campo Stokes e aumenta o acoplamento de saída para o fundamen- tal, e um acoplamento de saída Stokes alto que alcança uma extração efici- ente do campo Stokes a partir da cavidade. À medida que o tamanho de ponto Raman é reduzido, o acoplamento de saída ideal é mudado para valo- res mais altos, e eficiências gerais mais altas são alcançadas.
O laser do exemplo 2 acima operou com um tamanho de ponto da ordem de 125 μηι no cristal Raman, com um acoplamento de saída total de 0,8% incluindo a saída de ambos os espelhos de extremidade de laser. O ponto correspondente na figura 23 é marcado por uma cruz branca; é esti- mado a partir do modelo que o laser opera com uma eficiência de 20% em comparação com uma eficiência experimental de 13% para 15W de potência de bomba de diodo. A potência intracavidade nos comprimentos de onda fundamental e Stokes são ambas de aproximadamente 800 W. Está claro que aperfeiçoamentos fortes da eficiência experimental serão provavelmente alcançados pela redução do tamanho de ponto no cristal Raman enquanto se aumenta simultaneamente o acoplamento de saída para o campo Stokes.
A figura 23 pode ser utilizada para prever mais de apenas a de- pendência da eficiência no tamanho de ponto Raman. O tamanho de ponto, o coeficiente Raman, e o comprimento de cristal Raman aparecem nas e- quações de modelo sempre em termos de grlr/AR (nota-se que, enquanto Ir aparece implicitamente no comprimento de cavidade ótica I, o comprimento de cavidade não afeta as soluções de estado estável). A duplicação do com- primento de cristal ou do coeficiente de ganho Raman tem, portanto, um e- feito exatamente equivalente à redução do raio de ponto por V2. Uma expressão analítica simples pode ser determinada para o ganho de eficiência geral utilizando-se a consideração que a emissão espon- tânea do cristal de laser pode ser negligenciada. O campo fundamental é preso em seu valor no limite Raman para potências de bomba maiores, e, logo, a equação (13) ainda é a condição correta que essa consideração seja válida acima do limite Raman. Segue-se que:
<formula>formula see original document page 157</formula>
em que a expressão é válida para as potências de bomba de diodo Pp que excede o limite Raman definido pela equação (12). O primeiro termo na e- quação (14) representa a eficiência máxima limitadora que pode ser obtida, configurada pela eficiência de quantum geral e a facão dos fótons Stokes gerados que são acoplados de forma útil fora da cavidade. O segundo termo determina o quão perto o sistema de laser se aproxima dessa máxima teóri- ca. Com essa aproximação a eficiência é determinada pelo parâmetro de acoplamento Raman KR=PpgRlR/AR que é um parâmetro sem unidade. O grá- fico da figura 23 é ilustrado com um eixo geométrico direito rotulado em ter- mos de Kr. O efeito na eficiência da duplicação da potência de bomba de diodo é, dessa forma, aproximado pela consideração de um raio de ponto reduzido por V2.
A importância das perdas de percurso de retorno residuais será considerada agora. As perdas de percurso de retorno afetam ambos a efici- ência e o limite dos Iasers Raman, como ilustrado nas equações (12) e (14). Essas perdas podem ser decorrentes de transmissão e absorção indeseja- das de espelho, perdas nas superfícies intracavidade, e perdas por espa- lhamento e absorção nos cristais. Algumas dessas perdas podem ser não- Iineares e dependerem da densidade de inversão no cristal de laser ou da intensidade dos campos óticos fundamental ou Stokes; nota-se que o mode- lo inclui apenas perdas lineares.
A figura 24 ilustra a eficiência total de um laser Raman intracavi- dade como uma função das perdas de percurso de retorno fundamental e Stokes. O raio de ponto no cristal Raman é configurado para 125 μm, e o acoplamento de saída Stokes é de 2%. Todos os outros parâmetros são co- mo nas figuras 23 e Tabela 7. A figura 24 ilustra que as perdas para a radia- ção Stokes e fundamental são igualmente importantes, com um aumento forte na eficiência associado com uma redução nas perdas. A redução das perdas de percurso de retorno para fundamental e Stokes de 1% para 0,5% aumenta a eficiência da geração Raman de 18% para 39%.
Em suma, pode-se observar que a rota para se alcançar eficiên- cias muito maiores para lasers Raman intracavidade cw se encontra no au- mento do parâmetro de acoplamento Raman enquanto também aumenta o acoplamento de saída para radiação Stokes. A redução adicional das perdas de percurso de retorno abaixo de 1% também trará um aumento forte na efi- ciência. O tamanho de ponto no cristal de laser não é importante dentro da razão, e pode ser projetado para se adequar aos parâmetros de feixe de sa- ída do diodo de bomba. De forma similar, o comprimento de cavidade pode não ter qualquer efeito no comportamento em estado estável, e pode ser tratado como um parâmetro livre quando do projeto da cavidade de laser.
Eficiência dos lasers Raman intracavidade cw com duplicação de freqüência intracavidade.
A dinâmica dos lasers Raman dobrados intracavidade será dis- cutida agora. Para tal laser, a redução das perdas e das transmissões de acoplamento de saída de espelho para a radiação Stokes e fundamental o máximo possível é desejada. O processo de duplicação então dobra a fre- qüência do campo Stokes, e a radiação dobrada sai da cavidade através do espelho de extremidade com baixa perda. A fração efetiva do acoplamento de saída por percurso de retorno sofrida pelo campo Stokes é então igual ao dobro da eficiência de conversão da passagem única da conversão de Sto- kes para amarelo. A partir da figura 23 pode ser observado que o acopla- mento de saída ideal para a radiação Stokes é da ordem de um percentual pequeno: um valor que pode ser obtido com um cristal de duplicação em uma cavidade de alto Q (alta "finesse"). Um cristal não-linear é de muitas formas um acoplador de saída ideal para um sistema de laser Raman. No limite Raman não há acoplamento de saída, e, logo, o limite Raman pode ser extremamente baixo. À medida que o bombeamento é aumentado, o aco- plamento de saída aumentado pode permitir uma operação altamente efici- ente.
A figura 25 ilustra a eficiência total calculada Poutd/Pp de um laser Raman dobrado intracavidade como uma função dos tamanhos de ponto nos cristais Raman e de duplicação. Os parâmetros a seguir são utili- zados: um cristal de laser Nd:GdV04 de 10 mm com um raio d bomba de diodo e raio de modo no cristal de 150 μm, um cristal Raman KGW de 25 mm, um cristal LBO de 10 mm de comprimento, Lf e Ls iguais a 1% e Tf e Ts iguais a 0,01%. A radiação Stokes dobrada gerada pelo cristal na direção do espelho de extremidade de cavidade adjacente sai da cavidade com 90% de eficiência; a radiação gerada na outra direção é absorvida pelo cristal de laser. A potência de bomba diodo incidente no cristal de laser foi de 15 W. Esses parâmetros foram similares ao laser do exemplo 2 utilizando o conjun- to de espelho B. Para o tamanho de ponto TEMoo estimado para o laser do exemplo 2 de 125 μιτι no cristal KGW e 100 μηι no cristal LBO uma eficiên- cia de 9,7% é prevista (marcada por uma cruz na figura 25). Isto é significati- vamente maior do que uma eficiência de 4,5% medida para a potência de bomba de 15 W no exemplo 2; no entanto, espera-se que o laser experimen- tal opere menos do que o ideal basicamente devido ao fato de o laser operar em muitos modos transversais.
De forma similar à do laser Raman intracavidade simples, pode ser observado imediatamente a partir das equações de modelo que a efici- ência da saída dobrada é determinada pelos parâmetros gRIR/AR e kIVAp. Para a aproximação na qual a emissão espontânea a partir do cristal de la- ser pode ser negligenciada (uma consideração razoável para as faixas re- presentadas na figura 25), a eficiência pode ser definida como uma função dos parâmetros de acoplamento de duplicação e Raman sem unidade KR=PpgRIR/AR e KD=PpkI2D/AR: os eixos geométricos direito e superior da fi- gura 25 são rotulados em termos de parâmetros de acoplamento. Pode en- tão ser inferido a partir da figura 25 não apenas o comportamento de escalo- namento como uma função das áreas de modo nos cristais de duplicação e Raman, mas também como uma função dos comprimentos de cristal, parâ- metros não-lineares e potência de bomba de diodo. É notado também que as expressões analíticas para a eficiência são muito complexas para forne- cer diretamente uma visão dentro do comportamento do laser, e não são 5 consideradas no presente modelo.
A figura 25 revela que para uma operação de maior eficiência ambos os parâmetros de acoplamento kR=ppgrlR/AR e Kd=PpI<I2d/Ar preci- sam ser aumentados o máximo possível. Um equilíbrio entre os dois também é necessário: se o parâmetro de duplicação Kd for muito alto em compara- ção com o parâmetro Raman KR, uma redução na eficiência é observada visto que o cristal de duplicação apresenta uma perda muito alta para o campo Stokes, impedindo o aumento suficiente do campo Stokes para reali- zar a conversão eficiente do campo fundamental para o campo Stokes. Para um parâmetro Raman muito alto, uma redução pequena na eficiência é ob- servada à medida que o acoplamento de saída apresentado para o campo fundamental excede seu valor ideal. O aumento dos parâmetros Raman e de duplicação juntos permite que o acoplamento de saída efetivo para a radia- ção Stokes seja aumentado enquanto ainda mantém um acoplamento de saída efetivo adequado para os fótons fundamentais.
A importância das perdas residuais de percurso de retorno são agora consideradas. A figura 26 ilustra a eficiência calculada de geração de radiação Stokes dobrada como uma função das perdas para os campos Sto- kes e fundamental (nota-se que para esse cálculo pode-se contar Tf e Ts como perdas). O cálculo utilizou os mesmos parâmetros que a figura 25, com o raio de ponto no cristal Raman e de duplicação configurado para 125 μm 100 μm, respectivamente. Para esses parâmetros, a eficiência é mais sensível para as perdas Stokes do que para as perdas fundamental; isso se deve simplesmente ao fato de o acoplamento de saída efetivo para a radia- ção Stokes ser muito inferior ao ideal, e, logo, as perdas Stokes adicionais são mais prejudiciais do que para o laser modelado da figura 24. No exem- plo 2 acima, uma eficiência de 4,5% para uma cavidade com Tf+Lf=1 ,101% e Ts+Ls=1,01% (conjunto de espelho B) foi medida; o modelo prevê 9,7% de eficiência (indicada pela cruz branca na figura 26). Para uma cavidade com Tf+Lf=1,2% e Ts + Ls = 1,8% (conjunto de espelho A), uma eficiência de 1,6% foi medida no exemplo 2; o modelo prevê 3,7% (indicado pelo círculo branco na figura 26).
Esses resultados destacam a importância de se reduzir as per- das de cavidade o máximo possível, e indicam que mesmo no nível de 1%, as perdas são altamente limitadoras do desempenho desses lasers. Se as perdas puderem ser reduzidas de 1% para 0,5%, o modelo prevê um au- mento na eficiência de 10% para 19%.
Em suma, pelo aumento dos parâmetros de acoplamento para os processos Raman e de duplicação juntamente com a redução das perdas de percurso de retorno, o modelo acima sugere a possibilidade de aumento na eficiência dos lasers Raman dobrados para mais de 20%. Vale lembrar também que o desenho de laser modelado acopla apenas metade dos fó- tons amarelos gerados fora da cavidade. Com um desenho de cavidade a- perfeiçoado incorporando um polarizador intracavidade ou espelho dicróico, pode-se quase que dobrar a potência de saída do laser. Para uma cavidade na qual os fótons Raman dobrados são ressonados uma vez através do cris- tal o parâmetro de acoplamento de duplicação também pode ser aumentado devido à semeadura da segunda passagem através do cristal de duplicação. Dessa forma, a eficiência de mais de 40% pode ser obtida. Implicações para desenho de laser
Aqui algumas implicações dos resultados do modelo são consi- deradas, e como podem ser aplicados ao desenho de laser.
Para o laser Raman intracavidade a eficiência pode ser aperfei- çoada pelo aumento do parâmetro de acoplamento não-linear no cristal Ra- man. Freqüentemente, apenas uma potência de bomba fixa é disponível, e um material Raman específico é utilizado a fim de alcançar um determinado comprimento de onda. A fim de se aumentar o parâmetro de acoplamento Raman, então, a razão Ir/Ar deve ser aumentada através de uma combina- ção de redução de tamanho de modo e aumento do comprimento de cristal. Existe, obviamente, um limite para os aperfeiçoamentos cortados dessa for- ma. A difração dos feixes deve ser compensada e o valor de 1/AR que tem sua média realizada através do comprimento do cristal também deve ser considerado. Visto que o feixe de bomba é focado de forma tão justa dentro do cristal que o parâmetro confocal do arqueamento do feixe se toma com- parável com o comprimento do cristal, então esse pequeno raio de modo não é mais mantido para todo o comprimento do cristal. O foco cada vez mais justo agora traz muito menos vantagem. O laser do exemplo 2 acima utiliza um cristal Raman de 2,5 cm, e um tamanho de modo de 125 μιη com um parâmetro confocal associado de 9 cm. Para esse caso então existe ain- da benefícios substanciais a serem obtidos pelo aumento do comprimento do cristal ou pela redução do tamanho do modo no cristal Raman.
Para o laser Raman intracavidade dobrado é desejável se au- mentar ambos o parâmetro de acoplamento Raman e de duplicação para aperfeiçoar a eficiência. O aumento de Kd é mais facilmente obtido na práti- ca pelo aumento do comprimento do cristal, fazendo uso da dependência I2D do parâmetro de acoplamento. O exemplo 2 utilizou um cristal não-linear LBO de 1 cm, utilizado para a combinação de fase não crítica tipo I. Os cris- tais LBO de até 4 cm podem ser utilizados rotineiramente para esse tipo de combinação de fase; tal cristal oferece uma forma simples de se alcançar um aumento de 16 vezes em Kd, equivalente a uma redução de 4 vezes no raio de ponto de duplicação nas figuras 25 e 26.
Para se alcançar uma operação eficiente em um baixo número de modos transversais, é essencial se cominar o tamanho do modo de cavi- dade no cristal de laser com o tamanho de ponto do diodo da bomba. En- quanto é difícil se focar de forma precisa a saída dos diodos que tipicamente possuem qualidade de feixe extremamente baixa, o modelo sugere que a operação bem sucedida possa ser observada com um tamanho de modo relativamente grande no cristal de laser enquanto ainda utiliza um tamanho de modo menor no cristal Raman. O desenho de tal cavidade permitirá a cominação aperfeiçoada entre o modo de laser e a saída do diodo, e ainda alcançará um baixo limite Raman e uma alta eficiência.
Tendo decidido quais os tamanhos de ponto, pode-se começar a desenhar uma cavidade. O desenho deve levar em consideração as lentes térmicas que são estabelecidas nos cristais de laser e Raman; a intensidade dessas lentes dependerá da potência de bomba incidente, e, dessa forma, a cavidade deve ser projetada para uma faixa específica de potências de bom- ba. O comprimento da cavidade não é um fator determinante do limite ou eficiência dos lasers, mas é uma consideração importante para a determina- ção da estabilidade das cavidades simples de dois espelhos: as cavidades são geralmente mantidas curtas a fim de se manter a estabilidade da cavi- dade quando a lente térmica no cristal de laser se torna forte. Um desenho de cavidade com um tamanho de ponto maior no cristal de laser possui uma segunda vantagem que a intensidade da lente térmica para uma determina- da potência de bomba é reduzida, facilitando as restrições no desenho da cavidade. Uma cavidade mais complexa tal como uma cavidade de três ou quatro espelhos dobrada pode permitir um maior controle sobre os tamanhos de ponto em cada um dos cristais na cavidade, e também permitir desenhos de cavidade que são mais estáveis para lentes térmicas mais fortes. Um de- senho com tamanhos de ponto otimizados em cada um dos cristais combi- nado com a estabilidade aperfeiçoada contra as lentes térmicas permitirá que os lasers sejam operados com grande eficiência aumentada.
Investigação adicional das fontes dominantes das perdas de percurso de retorno pode revelar a melhor abordagem para a redução des- sas perdas; possíveis abordagens incluindo espelhos dielétricos revestidos diretamente nas faces de extremidade do cristal, aperfeiçoamento da quali- dade dos revestimentos anti-reflexo nos cristais, e investigação e redução das perdas de espalhamento em cada um dos cristais.
É descrito acima um modelo de onda plana dos lasers Raman intracavidade e lasers Raman dobrados intracavidade. Para a maior parte das faixas de parâmetro, a potência depositada no cristal de laser por um diodo de laser de bomba é extraída de forma muito eficiente para dentro do campo de laser fundamenta. O papel do cristal de laser é considerado um meio de se transferir de maneira eficiente a potência do diodo de qualidade de feixe baixa para o campo fundamental fortemente melhorado em cavida- de de qualidade de feixe alta. O limite e a eficiência do laser Raman intraca- vidade podem ser aproximados por expressões analíticas simples que indi- cam a importância de cada um dos parâmetros de desenho desses lasers. Uma implicação importante é que a área de ponto de diodo de bomba e a área de modo no cristal de laser não são um fator determinante para o limite Raman ou eficiência do laser, desde que sejam combinados. Os desenhos de cavidade com pontos significativamente menores no cristal Raman do que no cristal de laser podem levar a um laser com um limite Raman baixo que pode ser bombeado utilizando-se diodos de bomba com baixa qualidade de feixe.
A eficiência do sistema de laser Raman e laser Raman dobrado foi calculada e é observado que os resultados escalonam com os parâme- tros de acoplamento de duplicação e Raman, com perdas de cavidade. Para o laser Raman intracavidade dos exemplos acima, os resultados indicam geralmente que um aumento grande no parâmetro de acoplamento Raman é a melhor abordagem para alcançar a operação de alta eficiência. Para lasers Raman dobrados intracavidade, pode ser concluído que ambos os parâme- tros Raman e de acoplamento de duplicação podem ser aumentados forte- mente a fim de aumentar a eficiência de laser; os parâmetros devem, no en- tanto, ser aumentados em conjunto para manter o equilíbrio entre os proces- sos não-lineares. É previsto que os lasers Raman dobrados intracavidade com eficiências da ordem de 40% podem ser realizados com novos dese- nhos de cavidade que maximizam os parâmetros de acoplamento e minimi- zam as perdas de ressonador.
Processo de Desenho de Laser
Em termos gerais, essa é a forma na qual se pode abordar o desenho de um laser Raman cw dobrado intracavidade desde o começo com base na descrição, modelagem e exemplos acima.
Primeiro, o meio de ganho fundamental e Raman são escolhidos de modo a fornecer um comprimento de onda de saída na faixa desejada. Algumas vezes um comprimento de onda particular é necessário, e apenas uma combinação de cristais alcançará esse comprimento de onda, mas mais normalmente, é possível se escolher entre os vários materiais.
Os materiais de laser tal como NdYVO4 e NdGdVO4 são esco- lhas adequadas em muitas disposições, visto que possuem, cada um, uma seção transversal de emissão estimulada alta, larguras de banda de ampla absorção, boas propriedades térmicas e produzem uma saída fundamental polarizada, apesar de ser apreciado pelos versados na técnica que outros materiais de laser também podem ser empregados. Por exemplo, NdYAG também é uma escolha adequada, apesar de produzir uma saída não polari- zada a menos que um elemento de polarização seja utilizado, e tais elemen- tos podem resultar em perdas por despolarização indesejáveis significativas. Por outro lado, NdYAG possui propriedades térmicas altamente desejáveis e pode ser implementada com sucesso em um sistema de laser Raman cw sem um polarizador se desejado, apesar de apenas uma polarização do fei- xe fundamental na cavidade do ressonador ser convertida por SRS.
Pode haver muitos meios Raman ativos de estado sólido possí- veis que podem ser escolhidos dependendo do sistema a ser projetado. Os critérios básicos de seleção incluem custo, tamanho, limite de danos, coefi- ciente de ganho Raman e propriedades térmicas. Os cristais preferidos para muitas disposições são YVO4, GdVO4, KGd(WO4)2 e KY(WO4)2 com base em seus coeficientes de ganho Raman moderadamente altos, boas proprie- dades térmicas e alto limite contra danos, apesar de ser apreciado pelos versados na técnica que outros meios Raman também podem ser emprega- dos. Por exemplo, Ba(NO3)2 e Ba(WO4) possuem ganho Raman mais alto e podem ser preferidos para sistemas de potência mais baixa onde o limite baixo é necessário. O diamante é um material alternativo adicional, possuin- do o maior ganho Raman e um limite contra danos muito alto, mas um custo alto também.
Existem muitos cristais de duplicação possíveis, e o critério prin- cipal de seleção são custos, tamanho, limite contra danos, coeficiente não- linear, birrefringência walkoff, ângulo de aceitação e largura de banda de temperatura e a capacidade de combinar em fase os um ou mais compri- mentos de onda de interesse. Os cristais preferidos em muitas disposições são KTP, RTP, LBO e BBO, apesar de ser apreciado pelos versados na téc- nica que outros materiais não-lineares também podem ser empregados. KTP e RTP possuem coeficientes não-lineares altos, mas não são adequados para sintonizar para gerar a saída selecionável por comprimento de onda. LBO e BBO possuem coeficientes não-lineares inferiores, mas podem ser sintonizados por ângulo e/ou temperatura através de uma ampla faixa de comprimentos de onda.
Tendo selecionado os cristais, o ressonador deve ser projetado. É crítico que as perdas totais do ressonador (isto é, perdas de espelho como os comprimentos de onda no ressonador, perdas por espalhamento/reflexo dos elementos da cavidade do ressonador ou outras perdas de percurso de retorno) sejam mantidas baixas para obter potências circulantes altas nos comprimentos de onda fundamental e Raman, visto que a eficiência nos pro- cessos não-lineares (SRS e SHG) dependem de forma crítica dessas potên- cias. Dessas perdas, as perdas de espelho nos comprimentos de onda fun- damental e Raman são as mais importantes de forma que a cavidade do ressonador precise ser uma cavidade de alto Q (alta "finesse") nesses com- primentos de onda. Simultaneamente, a cavidade do ressonador precisa en- viar de forma eficiente o comprimento de onda do feixe Raman convertido em freqüência, de forma que a transmissão dos espelhos nesse comprimen- to de onda seja muito alto (>90%). Dessa forma, os espelhos da cavidade do ressonador precisam ser projetados de forma que a cavidade seja simulta- neamente uma cavidade de alto Q (alta "finesse") nos comprimentos de on- da fundamental e Raman e também uma cavidade de baixo Q (baixa "fines- se") no comprimento de onda convertido por freqüência a ser enviado.
Outras perdas que devem ser minimizadas incluem revestimen- tos AR (revestimentos de boa qualidade necessários, e perdas podem ser minimizadas pela orientação das faces de cristal de forma perpendicular ao eixo geométrico do ressonador), e as perdas por absorção nos cristais nos comprimentos de onda fundamental e Raman (podem ser minimizadas pela utilização de cristais de boa qualidade com baixos níveis de impureza). As perdas nos comprimentos de onda fundamental e Raman podem ser deter- minadas a partir das medições de espectrofotômetro de transmissão, absor- ção e/ou reflexo, e/ou pelas medições operacionais tal como técnicas Fin- dlay Clay.
Como descrito acima na discussão sobre modelagem, o limite para SRS é alcançado quando o ganho Raman excede as perdas do resso- nador para o comprimento de onda Stokes, isto é, (1-roundtriploss)exp(2gRILl)≥1. IL, a intensidade do fundamental nos cristais Raman necessária para SRS, depende do comprimento do cristal Raman. Essa condição limítrofe pode ser calculada numericamente e as figuras de 27 a 29 ilustram os cálculos numé- ricos do limite Raman de onda contínua e a potência circulante intracavidade no limite para os cristais Raman de nitrato de bário, Ba(N03)2, KGW e Ba(WO4), respectivamente. As figuras 27a, 27b, 27a, 28b e 29a e 29b são representações do limite Raman de onda contínua para os comprimentos de cristal de 1, 2, 3, 4, e 5 mm e para a perda de percurso de retorno do resso- nador de O a 5% (figuras 27a, 28a, 29a) e O a 0,5% (figuras 27b, 28b, 29b). As figuras 27c, 27d, 28c, 28d, 29c e 29d são representações da potência circulante intracavidade para os comprimentos de cristal de 1, 2, 3, 4, e 5 mm e para a perda de percurso de retorno de ressonador de 0 a 5% (figuras 27c, 28c, 29c) e 0 a 0,5% (figuras 27d, 28d, 29d)). A "finesse" do ressonador nas perdas de percurso de retorno das figuras 27 a 29 pode ser obtida com referência às figuras 37b e 37c. O limite Raman L é calculado utilizando-se a fórmula:
<formula>formula see original document page 167</formula> (15)
em que I é o comprimento do material Raman.
A potência circulante no comprimento de onda Stokes é então calculada a partir da fórmula:
<formula>formula see original document page 167</formula> (16)
em que ωf é o radio do modo ressonador fundamental no material Raman.
O comprimento preferido do cristal Raman é freqüentemente algo em torno de 1 a 2 cm, para a maior parte das disposições do sistema de laser. Os cristais mais longos podem ser utilizados nos lasers de potência mais baixa para reduzir a intensidade limite, enquanto cristais Raman mais curtos permitem que laser mais compactos sejam desenhados. Cristais mais curtos também podem ser desejáveis em ressonadores lineares onde o lente térmico forte no cristal de laser é uma limitação para o aumento de potência.
Nesse caso, potências de saída maiores são possíveis visto que o compri- mento da cavidade pode ser encurtado. Tipicamente Il é em torno de 100kW/cm2 ou mais. (Tal número é mais típico para Ba(N03)2 e Ba(WO4). Maiores intensidades, >200kW/cm2 são normalmente necessárias para YVO4, GdVO4, KGd(WO4)2 e KY(WO4)2. Intensidades de limite ilustrativas para os cristais selecionados, comprimentos e perdas de ressonador são ilustradas na Tabela 8.
Tabela 8: Intensidade limite Raman intracavidade típica (lLkW/cm2) para cristais Raman selecionados com vários comprimentos de cristal para 0,5% a 1% de perdas de ressonador de percurso de retorno (RT).
<table>table see original document page 168</column></row><table>
Obviamente, como será apreciado pelos versados na técnica, a intensidade do feixe fundamental Il no cristal Raman deve ser mantido abai- xo do limite de danos do material Raman. Intensidades de limite de danos indicativas para um número de materiais Raman de estado sólido são ilus- tradas na Tabela 9, apesar de, como apreciado pelos versados na técnica, as mesmas serem sujeitas aos parâmetros particulares do laser. Tabela 9: Intensidades típicas do limite de danos Raman intra- cavidade (IlkW/cm2) para cristais selecionados
<table>table see original document page 169</column></row><table>
Para uma operação razoavelmente eficiente, a eficiência de conversão de duplicação de freqüência de passagem única deve ser de pelo menos 0,1%. A intensidade da potência Raman no cristal de duplicação que é necessária para se alcançar isso depende do cristal SHG selecionado, mas é tipicamente de 100 kW/cm2 ou maior. (Esse número é mais típico de KTP ou RTP. Para LBO, as intensidades em torno de 200 kW/cm2 são ne- cessárias para conversão de passagem única de 0,1%). A eficiência de con- versão como uma função da potência Stokes intracavidade pode ser calcu- lada pela equação:
<formula>formula see original document page 169</formula>
em que Id o comprimento do cristal de duplicação não-linear, güd é o raio do tamanho de modo de ressonador Stokes no cristal não-linear e k é o parâ- metro não-linear.
<formula>formula see original document page 169</formula>
em que η é o índice de refração do cristal não-linear, dett é o coeficiente de segunda ordem não-linear para o cristal não-linear e λd é o comprimento de onda da saída dobrada de freqüência.
A partir dessas equações, a potência circulante intracavidade no comprimento de onda Stokes pode ser calculada para alcançar a eficiência de conversão não-linear eficiente de -0,1% utilizando ΙL=Ρs(π.ωd2). A Tabela 10 ilustra a intensidade no cristal não-linear Ps e a potência circulante na cavidade do ressonador no comprimento de onda Stokes Is para um número de cristais não-lineares a 0,1% de eficiência de conversão não-linear.
Tabela 10: Intensidade e potência circulante do comprimento de onda Stokes no cristal de duplicação não-linear assumindo uma eficiência de conversão não-linear de 0.1%
<table>table see original document page 170</column></row><table>
Será apreciado pelos versados na técnica que esses números mudarão dependendo de um grande número de variáveis. Alternativamente, os gráficos tal como os ilustrados na figura 30 e 31 (calculados para as po- tências de bomba de 15W e 7,5W, respectivamente) podem ser gerados pe- la modelagem descrita aqui para fornecer uma indicação dos tamanhos de modo de ressonador em ambos o material Raman e não-linear e podem ser ajustados para fornecer uma saída de laser eficiente no comprimento de on- da Stokes dobrado (isto é, saída visível a partir do sistema de laser). As Ta- belas 11 e 12 resumem as figuras 30 e 31 respectivamente para algumas poucas combinações ilustrativas dos tamanhos de ponto nos materiais Ra- man (isto é, KGW) e não-linear (isto é, LBO). Tabela 11: Potencia Stokes circulante intracavidade (Ps), intensidade Strokes no material nao-linear (Is), potencia de saida dobrada em frequencia (Pd) e eficiencia de duplicacao nao-linear com potencia de bomba de entrada de 15W
<table>table see original document page 171</column></row><table>
Tabela 12: Potencia Stokes circulante intracavidade (Ps), intensidade Strokes no material nao-linear (Is), potencia de saida dobrada em frequencia (Pd) e eficiencia de duplicacao nao-linear com potencia de bomba de entrada de 7,5W
<table>table see original document page 171</column></row><table> O efeito da variação das perdas de percurso de retorno (RT) (is- to é, fator de "finesse" ou Q da cavidade) da cavidade do ressonador pode ser observado nas figuras 32 a 35 como uma função dos tamanhos de modo de ressonador (ponto) em ambos os materiais Raman e não-linear. As figu- ras 32 a 35 incluem, cada um, três representações de contorno ilustrando respectivamente a potência circulante intracavidade no comprimento de on- da fundamental (Pf), a potência circulante intracavidade no comprimento de onda Stokes (fundamental mudado por Raman) (Ps), e a potência de saída no comprimento convertido por freqüência (dobrado) (Poud) no visível. Essas representações foram calculadas utilizando-se a modelagem descrita acima para um laser Raman CW de três cristais com um material Raman ativo KGW e um cristal de duplicação de freqüência não-linear LBO para a gera- ção de uma radiação de saída na região amarela do espectro ótico (580 a 595 nm). As representações de contorno da figura 32 são calculadas para perdas de percurso de retorno no comprimento de onda fundamental de 1,5% de perda de percurso de retorno no comprimento de onda Ra- man/Stokes de 1,5%. As representações de contorno da figura 33 são calcu- ladas para perdas de percurso de retorno no comprimento fundamental de 0,5% e perdas de percurso de retorno no comprimento de onda Ra- man/Stokes de 1,5%. As representações de contorno da figura 34 são calcu- ladas para perdas de percurso de retorno no comprimento de onda funda- mental de 1,5% e perdas de percurso de retorno no comprimento de onda Raman/Stokes de 0,5%. As representações de contorno da figura 35 são calculadas para perdas de percurso de retorno no comprimento de onda fundamental de 0,5% e perdas de percurso de retorno no comprimento de onda Raman/Stokes de 0,5%.
Os pontos chave que podem ser derivados das figuras 32 a 35 são:
É importante se reduzir as perdas de percurso de retorno da ca- vidade em ambos os comprimentos de onda fundamental e Raman, isto é, aumentar a "finesse" do ressonador nesses comprimentos de onda - para 250μm de pontos de diâmetro nos cristais de duplicação Raman e não-linear a saída de amarelo é de cerca de 0,7W para perdas RT de 1,5%, em compa- ração com cerca de 2,7W para perdas RT de 0,5%.
Para tamanhos de ponto de faixa intermediária (digamos 200 μm) com perdas RT de 1,5%, o laser fundamental já está operando de forma bem eficiente (65%) enquanto a eficiência de duplicação está rodando a a- penas 35%. Para tamanhos de ponto menores (digamos 100μm) o laser fundamental está a 90% com a eficiência de duplicação ainda em apenas 50%.
A redução das perdas fundamental (isto é, o aumento da "fines- se" no comprimento de onda fundamental) tende a aumentar a eficiência do laser fundamental, aumentando também a eficiência de duplicação se o campo Stokes for melhorado. Para tamanhos de ponto menores no cristal Raman (KGW), o laser fundamental já está operando de forma muito eficien- te e, dessa forma, a redução nas perdas RT tem muito pouco efeito. Para tamanhos de ponto maiores no cristal Raman para os quais o laser funda- mental foi acoplado sob a saída, existe um aumento na eficiência do laser fundamental e isso, por sua vez, melhora o campo Stokes e aumenta a efici- ência de duplicação. Logo, o efeito da redução nas perdas fundamentais (aumento na "finesse" do ressonador) é o estiramento do gráfico de eficiên- cia geral para tamanhos de ponto maiores no material Raman, mas isso não aumenta o nível geral.
Existe muito mais a ser ganho pelo aumento da eficiência de duplicação. Isso não pode ser alcançado pela redução do tamanho de ponto no cristal de duplicação não-linear (LBO) muito visto que apenas desequili- bra os acoplamentos e reduz a eficiência do laser fundamental. Ao invés dis- so, a eficiência do acoplamento do processo de duplicação é aumentada de uma forma que também aumenta o acoplamento Raman de forma que os dois permaneçam em bom equilíbrio. Isto é exatamente o que é alcançado pela redução das perdas RT no comprimento de onda Stokes. O campo Sto- kes é muito melhorado, fortemente aumentando ambos os processo de du- plicação e Raman, elevando a eficiência de duplicação enquanto se mantém a operação de alta eficiência do laser fundamental. A modelagem acima também pode ser utilizada para gerar re- presentações de contorno tal como as ilustradas na figura 36, ilustrando a potência circulante intracavidade no comprimento de onda fundamental (Pf), potência circulante intracavidade no comprimento de onda Stokes (funda- mental mudado por Raman) (Ps). e potência de saída no comprimento de onda convertido por freqüência (dobrado) (P0UtD) no visível, tudo como uma função das perdas de percurso de retorno (isto é, "finesse" do ressonador) nos comprimentos de onda fundamental e Raman.
Conhecendo as intensidades que são necessárias para SRS e SHG, as curvaturas do espelho ressonador e sua separação podem ser se- paradas, e os cristais posicionados no ressonador, de forma que a intensi- dade do feixe fundamental no cristal Raman e a intensidade do feixe Raman dentro do cristal de duplicação ambas excede as intensidades necessárias determinadas teoricamente. Na prática, essa etapa envolve a disposição do ressonado de forma que os tamanhos de modo de ressonador nos cristais sejam suficientemente pequenos. Os tamanhos nominais de modo para os modos de ressonador em cada um dos cristais Raman e não-linear podem ser determinados utilizando-se o processo de modelagem descrito acima e pela geração das figuras tal como as figuras de 23 a 26 ou de 30 a 34.
Isso pode ser feito de forma empírica, ou pela realização da aná- lise de ressonador ABCD para prever os tamanhos de modo. Para o último, é necessário se determinar (por cálculo ou experiência) o comprimento focai da lente térmica formada nos cristais de laser e Raman. LASCAD é um soft- ware comercialmente disponível par a realização de tal análise ABCD do ressonador.
Comentários de Encerramento
De acordo com as descrições acima, considera-se que potências de saída mais altas nos comprimentos de onda amarelo, e estabilidade tem- poral aperfeiçoada do laser podem ser alcançados. As disposições dos pre- sentes sistemas de laser apresentam aplicação em produtos oftálmicos com laser, e como lasers de baixa potência para biomedicina, instrumentação e aplicações de exibição visual. Disposições adicionais dos presentes siste- mas de laser também podem ter aplicação como um apontador de laser a- marelo para uso geral.
Será apreciado que os métodos/aparelho/dispositivos/sistemas descritos/ilustrados acima fornecem pelo menos substancialmente um laser Raman de onda contínua fornecendo uma saída na região visível do espec- tro ótico.
As disposições, dispositivos, sistemas e métodos de laser des- critos aqui e/ou ilustrados nos desenhos, são apresentados por meio de e- xemplo apenas e não de limitação do escopo da invenção. A menos que es- pecificamente mencionado o contrário, aspectos e componentes individuais das disposições, dispositivos, sistemas e métodos de laser podem ser modi- ficados, ou podem ter sido substituídos por equivalências conhecidas, ou substitutos ainda não conhecidos tal como os que poderão ser desenvolvi- dos no futuro ou como podem ser considerados substitutos aceitáveis no futuro. As disposições, dispositivos, sistemas e métodos de laser também podem ser modificados para uma variedade de aplicações enquanto perma- necem dentro do escopo e espírito da invenção reivindicada, visto que a fai- xa de aplicações em potencial é grande, e visto que se pretende que as pre- sentes disposições, dispositivos, sistemas e métodos de laser sejam adaptá- veis a muitas variações.
Claims (21)
1. Laser de onda contínua compreendendo: uma cavidade de ressonância; pelo menos um primeiro refletor e um segundo refletor, os ditos primeiro e segundo refletores sendo localizados em extremidades opostas da cavidade de ressonância; um meio de ganho de laser localizado na cavidade de ressonân- cia para gerar um feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonância quando bombeado por um feixe de bomba a partir de uma fonte de bomba externa à cavidade de ressonância; um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade de resso- nância para deslocamento Raman do feixe fundamental para produzir um feixe Raman de onda contínua que ressona dentro da cavidade de resso- nância; um meio não-linear posicionado na cavidade de ressonância pa- ra converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua em um compri- mento de onda convertido para produzir um feixe convertido de onda contínua; em que a cavidade de ressonância é uma cavidade de resso- nância de alta finesse no comprimento de onda do feixe fundamental de on- da contínua; a cavidade de ressonância é uma cavidade de ressonância de alta finesse no comprimento de onda do feixe de onda contínua Raman; e a cavidade de ressonância é uma cavidade de ressonância de baixa finesse no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
2. Laser de onda contínua, de acordo com a reivindicação 1, em que, em operação, a intensidade intracavidade do feixe fundamental de onda contínua no cristal Raman é maior do que 80 kW/cm2 e a intensidade intra- cavidade do feixe Raman de onda contínua no material não-linear é maior do que 80 kW/cm2.
3. Laser de onda contínua, de acordo com a reivindicação 1 ou -2, em que a reflectividade de ambos o primeiro e o segundo refletores no comprimento de onda de ambos os feixes fundamental e Raman está na faixa de 99,95% a 99,999%.
4. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 3, ainda compreendendo um acoplador de saída configu- rado para enviar o feixe convertido a partir da cavidade de ressonância.
5. Laser de onda contínua, de acordo com a reivindicação 4, em que o primeiro ou o segundo refletor é o acoplador de saída.
6. Laser de onda contínua, de acordo com a reivindicação 1, em que: o meio de ganho de laser, o meio Raman ativo e o meio não- linear são, cada um, materiais em estado sólido plano paralelos; a cavidade de ressonância tem um eixo geométrico de resso- nância ao longo do qual os feixes fundamental e Raman se propagam dentro da cavidade em um modo de cavidade respectivo ao longo do eixo geomé- trico de ressonância, as superfícies plano paralelas do material Raman de estado sólido plano paralelo disposto no eixo geométrico de ressonância de modo que o desvio angular da normal para cada uma das superfícies plano paralelas do cristal Raman com o eixo geométrico de ressonância está numa faixa de aproximadamente 0 a 1 grau; e as superfícies plano paralelas são alinhadas para serem subs- tancialmente perpendiculares ao eixo geométrico do ressonador de modo que quaisquer reflexos óticos dos feixes fundamental e Raman a partir das superfícies plano paralelas do cristal Raman sejam refletidos no modo de cavidade respectivo e continuem a propagar dentro da cavidade do ressonador.
7. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 6, em que as perdas de percurso de retorno da cavidade de ressonância em ambos os comprimentos de onda fundamental e Raman estão na faixa de 0,001% a 2%.
8. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações anteriores, em que o meio de ganho de laser é selecionado a partir do grupo de YAG, KYW, KGW, WO4, GdVO4 ou YLF e é revestido com um íon de revestimento ativo; e o meio Raman ativo é selecionado a partir do grupo de YVO4, diamante, GdVO4, BaWO4 ou KGW.
9. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações anteriores, em que o meio de ganho de laser e o meio Ra- man ativo são proporcionados em um meio de ganho Raman ativo que gera ambos o feixe fundamental de onda contínua e o feixe Raman de onda con- tínua.
10. Laser de onda contínua, de acordo com a reivindicação 1, em que o meio não-linear compreende um meio não-linear sintonizável, o laser ainda compreendendo um sintonizador para sintonizar o meio não line- ar para permitir o deslocamento entre duplicar em freqüência do feixe Ra- man, duplicar em freqüência do feixe fundamental e misturar em soma de freqüência dos comprimentos de onda fundamental e Raman, para permitir a seleção do comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua.
11. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações anteriores, ainda compreendendo mais de um meio não linear e mais de um sintonizador para sintonizar a mídia não linear para permitir o deslocamento entre duplicar em freqüência do feixe Raman, duplicar em fre- qüência do feixe fundamental e a mistura de soma de freqüência dos com- primentos de onda fundamental e Raman.
12. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 11, compreendendo ainda um terceiro refletor localizado na cavidade de ressonância, o material de ganho e o material Raman locali- zados entre os primeiro e terceiro refletores e o material não-linear localiza- do entre o terceiro e o segundo refletores, em que o terceiro refletor é confi- gurado para alta refletividade nos comprimentos de onda óticas de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, e o terceiro refletor também sendo confi- gurado para alta transmissão do comprimento de onda do feixe convertido por freqüência.
13. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 11, compreendendo ainda um terceiro refletor localizado na cavidade de ressonância, em que o material de ganho e o material Ra- man estão localizados entre os primeiro e terceiro refletores e o material não-linear está localizado entre o terceiro e o segundo refletores, em que o terceiro refletor é configurado para alta transmissão nos comprimentos de onda óticas de ambos o feixe fundamental e o feixe Raman, e o terceiro re- fletor é ainda configurado para alta refletividade de comprimento de onda do feixe convertido por freqüência.
14. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 1 a 11, em que a cavidade de ressonância tem um modo de ressonância e o laser compreende ainda um terceiro e um quarto refleto- res, cada um localizado na cavidade de ressonância, em que o meio de ga- nho de laser é localizado entre os terceiro e quarto refletores, o meio Raman ativo está localizado entre os primeiro e terceiro refletores e o meio não- linear está localizado entre os quarto e segundo refletores de modo que o tamanho do modo de ressonância é configurável de forma independente em cada um dos meio de ganho de laser, meio Raman ativo e meio não-linear.
15. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações 12 a 14, em que o segundo refletor ou o terceiro refletor é um acoplador de saída configurado para gerar como saída o feixe convertido por freqüência a partir da cavidade do ressonador.
16. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 15, em que os primeiro e segundo refletores, os elemen- tos de meio de ganho de laser, de meio Raman ativo e de meio não-linear são, cada um, posicionados de modo que a separação entre os elementos adjacentes selecionados está na faixa de 0,1 mm a 2 mm.
17. Laser de onda contínua, de acordo com qualquer uma das reivindicações anteriores, em que o feixe convertido de onda contínua tem um comprimento de onda na faixa de 550 mm a 600 nm.
18. Método para produção de uma saída de laser de onda contí- nua compreendendo as etapas de: proporcionar uma cavidade de ressonância compreendendo pelo menos primeiro e segundo refletores, cada um localizado em extremidades opostas da cavidade de ressonância, em que a cavidade de ressonância é uma cavidade de ressonância de alta finesse no comprimento de onda do feixe fundamental de onda contínua; a cavidade de ressonância é uma cavi- dade de ressonância de alta firíesse no comprimento do feixe de onda contí- nua Raman; e a cavidade de ressonância é uma cavidade de ressonância de baixa finesse no comprimento de onda do feixe convertido de onda contínua; bombear oticamente um meio de ganho de laser localizado na cavidade de ressonância com uma fonte de bomba localizada externamente a cavidade de ressonância para gerar o feixe fundamental de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonância; deslocar Raman o feixe fundamental com um meio Raman ativo sólido posicionado na cavidade de ressonância para produzir um feixe Ra- man de onda contínua que ressona dentro da cavidade de ressonância; converter em freqüência o feixe Raman de onda contínua para um comprimento de onda convertido com um meio não linear posicionado na cavidade de ressonância para produzir um feixe convertido de onda contí- nua; e produzir o feixe convertido de onda contínua a partir da cavidade de ressonância para proporcionar uma saída do laser de onda contínua.
19. Método, de acordo com a reivindicação 18, em que a refleti- vidade de ambos os primeiro e segundo refletores em ambos os primeiro e segundo comprimentos de onda óticas está na faixa de 99,5% a 99,99%.
20. Método, de acordo com a reivindicação 18 ou 19, compreen- dendo: proporcionar uma intensidade da intracavidade do feixe funda- mental de onda contínua maior do que 80 kW/cm2 no meio Raman ativo; e proporcionar uma intensidade de intracavidade do feixe Raman de onda contínua maior do que 80 kW/cm2 no material não-linear.
21. Método, de açodo com qualquer uma das reivindicações 18 a 20, em que o meio não linear compreende um meio não linear sintonizável, ainda compreendendo: proporcionar um sintonizador para sintonizar o meio não linear para permitir o deslocamento entre duplicar em freqüência do feixe Raman, duplicar em freqüência do feixe fundamental e a mistura de soma de fre- quencia dos comprimentos de onda fundamental e Raman; e sintonizar o meio não linear para selecionar o comprimento de onda do feixe de onda contínua convertida.
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Legal Events
| Date | Code | Title | Description |
|---|---|---|---|
| B07A | Application suspended after technical examination (opinion) [chapter 7.1 patent gazette] | ||
| B09B | Patent application refused [chapter 9.2 patent gazette] | ||
| B09B | Patent application refused [chapter 9.2 patent gazette] |
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