ES2871148T3

ES2871148T3 - Sistemas y procedimientos de láser raman de diamante de infrarrojo de medio a lejano

Info

Publication number: ES2871148T3
Application number: ES11746757T
Authority: ES
Inventors: Richard Paul Mildren
Original assignee: Macquarie University
Current assignee: Macquarie University
Priority date: 2010-02-24
Filing date: 2011-02-24
Publication date: 2021-10-28
Anticipated expiration: 2031-02-24
Also published as: JP2013520804A; US9882344B2; JP2016119491A; EP2539978A4; AU2011220332B2; JP6142025B2; EP2539978A1; WO2011103630A1; US20130043392A1; CA2790861A1; EP2539978B1; CA2790861C; AU2011220332A1

Abstract

Sistema láser Raman de estado sólido, que comprende: una fuente de bombeo para generar un haz de entrada que tiene una primera longitud de onda en el rango entre 3 micras y 7,5 micras, en el que la fuente de bombeo está adaptada para generar un haz de bombeo pulsado que comprende pulsos de bombeo a una intensidad de entre aproximadamente 0,1 GW/cm2 y aproximadamente 60 GW/cm2 y un ancho de pulso entre aproximadamente 1 ns y 100 ns; y un material Raman de diamante de estado sólido; estando adaptado el sistema láser para generar un haz de salida con desplazamiento Raman que tiene una segunda longitud de onda en el rango de entre 5,5 y 100 micras y siendo el lado de longitud de onda larga de una banda de absorción de dos fonones en el material Raman de diamante de estado sólido que absorbe fuertemente en el rango de aproximadamente entre 3,8 micras y 6,0 micras, presentando el material Raman de diamante de estado sólido un contenido de impurezas de nitrógeno entre 0,1 ppb y 10000 ppb.

Description

DESCRIPCIÓN

Sistemas y procedimientos de láser raman de diamante de infrarrojo de medio a lejano

CAMPO TÉCNICO

La presente invención se refiere a sistemas láser con longitudes de onda de salida en la región espectral del infrarrojo medio a lejano y a procedimientos para el funcionamiento de esos láseres y, en particular, a sistemas y procedimientos láser Raman de infrarrojo medio a lejano.

La invención se ha desarrollado principalmente para su uso como sistemas láser de estado sólido que utilizan conversión Raman en cristales de diamante de ganancia de estado sólido para generar radiación coherente en las regiones espectrales del infrarrojo medio a lejano y se describirán, a continuación, con referencia a esta solicitud. ANTECEDENTES

Los láseres cristalinos Raman son convertidores eficientes de láseres de bombeo a unas longitudes de onda más largas y una calidad de haz superior. El diamante de cristal del Grupo IV, que puede sintetizarse con una calidad óptica excelente, es especialmente interesante y recientemente se ha demostrado que es un material láser Raman con bombeo óptico excepcional con una eficiencia, un rango de longitud de onda y una potencia que supera a todos los demás materiales debido a su alta conductividad térmica, alta ganancia Raman y amplio rango de transmisión óptica. Con todas estas medidas, el diamante es sobresaliente entre todos los demás materiales conocidos y tiene el potencial de permitir láseres Raman en miniatura de potencia media y rango de longitud de onda sin precedentes. La reciente disponibilidad de cristales de diamante sintéticos de alta calidad óptica cultivados por deposición química en fase de vapor (CVD) está permitiendo actualmente un aumento del interés en el desarrollo del láser Raman de diamante.

Al igual que en la industria electrónica, los láseres se están desarrollando con una potencia, velocidad y rango de frecuencia cada vez mayores. Casi todos los campos de la ciencia y la tecnología se benefician ahora de la tecnología láser de alguna manera y exigen una gama de especificaciones que incluirán longitud de onda de salida, potencia del haz, formato temporal, coherencia y parámetros del sistema tales como huella y eficiencia. Existe, por lo tanto, una búsqueda continua de alternativas al material de ganancia óptica que sea fundamental para el rendimiento del láser. El diamante es muy atractivo como material láser, ya que promete unas capacidades mucho mayores que las posibles en otros materiales de acuerdo con sus propiedades extremas.

La mayor parte de la investigación sobre láser de diamante hasta la fecha se ha concentrado en diamante dopado para láseres de centro de color, láseres de diodos semiconductores y láseres dopados de tierras raras. El éxito ha sido muy limitado, excepto quizás por los láseres de centro de color que se basan en la vacante de nitrógeno que se ha demostrado con una eficiencia de conversión óptica a óptica de un 13,5% [véase S.C. Rand y L.G. DeShazer, opc. Lett. 10, 481 (1985)]. El principal desafío para el diamante como anfitrión láser es la incorporación de concentraciones adecuadas de centros de color o iones láser activos en la red fuertemente unida, ya sea por sustitución o intersticialmente. Por otra parte, los láseres Raman se basan en la dispersión estimulada de las vibraciones de la red fundamental y, por lo tanto, no requieren dopaje. Aunque el principio de amplificación óptica es distinto de los láseres convencionales que se basan en una inversión de población, en muchos sentidos los láseres Raman tienen propiedades básicas similares a otros láseres bombeados por láser. Los láseres Raman pueden considerarse funcionalmente como convertidores láser que provocan un cambio descendente de frecuencia y una calidad de haz mejorada. Su desarrollo ha sido impulsado con mayor frecuencia por la necesidad de unas longitudes de onda láser que no se satisfacen con los medios láser convencionales y que encuentran uso en una amplia gama de campos, tales como las telecomunicaciones, la medicina, el biodiagnóstico, la defensa y la teledetección.

En los últimos años, el diamante monocristalino (CVD) sintético ha estado disponible con un tamaño, una calidad óptica y una reproducibilidad muy adecuados para su implementación en láseres Raman. Las propiedades ópticas y térmicas marcadamente diferentes del diamante en comparación con los materiales "convencionales" son de gran interés para ampliar las capacidades del láser Raman. El diamante tiene el coeficiente de ganancia Raman más elevado de todos los materiales conocidos (aproximadamente 1,5 veces más elevado que el nitrato de bario) y una conductividad térmica sobresaliente (más de dos órdenes de magnitud mayor que la mayoría de los otros cristales Raman) y un rango de transmisión óptica (desde 0,230 |im y que se extiende más allá 100 |im, con la excepción del rango de 3-6 |im debido a interacciones multifonónicas). La mayoría de los materiales Raman de estado sólido sólo son transmisivos a unas longitudes de onda inferiores a 4 micras (siendo el silicio una de las únicas excepciones). El potencial del diamante para generar radiación en el infrarrojo medio, infrarrojo de onda larga, infrarrojo lejano y Terahercio es de gran interés para muchas aplicaciones y puede abordar una grave falta de fuentes láser potentes y prácticas en longitudes de onda entre 6 y 100 |im. El rango de longitud de onda se encuentra en una brecha notoria entre las fuentes de microondas ópticas y electrónicas actuales, pero es un campo rico para aplicaciones e investigación en física, biología, ciencia de materiales, química y medicina, incluyendo diversas que son de gran importancia, tales como detección de bioagentes remotos y de separación, contrabanda y productos químicos tóxicos, monitorización y control de procesos industriales, monitorización ambiental y dispositivos biológicos de laboratorio en un chip. Esta región de longitud de onda es de vital importancia para detectar, sondear e interactuar con nuestro entorno y abarca la región de la "huella dactilar" molecular en un extremo (5 a 20 |im) hasta “rayos-T” (entre 50 y 200 |im) que penetran de manera segura muchos materiales orgánicos.

Por ejemplo, los láseres se utilizan comúnmente en procedimientos quirúrgicos, ya que ofrecen una buena precisión, la opción para el suministro de fibras en forma de bocallave, y una hemorragia reducida. Una limitación importante del rango de indicaciones y eficacia viene provocada por la baja precisión espacial con la que la potencia del haz láser se deposita en el tejido. Por ejemplo, procedimientos neuroquirúrgicos tales como la extirpación de tumores cerebrales a menudo no pueden llevarse a cabo con la tecnología láser actual, ya que la energía del haz no se deposita directamente en las células, sino en los cromóforos que rodean las células, tales como el agua y la melanina. Sin embargo, la longitud de onda de 6,45 |im se ha identificado como una longitud de onda de absorción clave para proporcionar una fuerte absorción por la banda amida-II de proteínas y una absorción relativamente baja en agua. Los láseres de 6,45 |im ofrecen a los cirujanos la posibilidad de realizar una ablación de tejido con resolución a nivel de una sola célula (<5 |im) y una nueva opción para tratar indicaciones que, de otro modo, resultarían difíciles. Estudios de prueba de principio realizados con un láser de electrones libres en la Universidad de Vanderbilt de EE. UU. [véase Edwards, GS, Nature 371, pg. 416 (1994)] demostraron una ablación eficiente y un daño colateral muy pequeño, y el sistema se utilizó posteriormente en el cerebro y ensayos quirúrgicos oftálmicos [véase, por ejemplo, Koos, K. y otros, Lasers Surg. Med. 27, pg. 191 (2000)]. Sin embargo, los láseres de electrones libres son instalaciones a gran escala (del tamaño de un edificio), costosas e ineficientes, adecuadas solamente para pequeñas pruebas. Se han investigado alternativas más prácticas, pero todavía no se han cumplido los requisitos de tamaño y rendimiento para un uso generalizado. El principal obstáculo a superar es que, hasta la fecha, no se ha identificado ningún material láser de estado sólido que sea capaz de generar las longitudes de onda y los niveles de potencia necesarios para un funcionamiento eficiente.

Se ha considerado la extensión del funcionamiento de osciladores paramétricos ópticos basados en láser de estado sólido utilizando materiales no lineales tales como ZnGeP, AgGaSe², y GaAs, pero en la actualidad el daño de la superficie por el pulso láser de bombeo es un problema sin resolver y las longitudes de onda están limitadas a menos de aproximadamente 20 |im. Aunque los láseres de diodos semiconductores en cascada cuántica son dispositivos muy prometedores, existen varias limitaciones graves que han impedido su aceptación generalizada; las potencias de salida pico y promedio son bajas (< 100 mW), el rango de sintonización es estrecho y, a menudo, se requiere un enfriamiento criogénico. La única fuente que ofrece una amplia capacidad de sintonización y alta potencia son las instalaciones multimillonarias a gran escala basadas en aceleradores de electrones de alta energía (por ejemplo, láseres de electrones libres y sincrotrones), que son irrelevantes para la mayoría de las aplicaciones prácticas. Como resultado, el desarrollo de simulaciones prácticas o de fuentes más pequeñas, tal como se propone aquí, tendrá un gran impacto.

Aunque se sabe desde hace mucho tiempo que el diamante es un material láser Raman interesante, ha sido sólo en los últimos años en que se han mostrado los láseres Raman. De hecho, no mucho después del descubrimiento del efecto Raman por Raman y Krishnan en 1928, Ramaswamy descubrió el modo Raman de 1332 cirr1 fuerte y aislado en diamante [véase C. Ramaswamy, Indian J. Phys. 5, 97 (1930)]. El diamante fue uno de los primeros cristales que se utilizaron para exhibir SRS [véase G. Eckhardt, D. P. Bortfeld y M. Geller, Appl. Phys. Lett. 3, 137, (1963)]. Aunque, en principio, los láseres Raman fabricados pueden ser de diamante natural, de hecho, se observaron efectos de resonancia en un cristal de diamante natural sin recubrimiento en 1970. El desarrollo sustancial del láser Raman de diamante se ha limitado debido principalmente a la falta de un suministro reproducible de material de calidad óptica proporcionado por procedimientos de crecimiento sintético, que sólo está disponible recientemente.

Un láser Raman de diamante es conocido, por ejemplo, de R. P. Mildren, MRS Proceedings, vol. 1203 (2009) PROC-1203-J13-01 o R.P. Mildren y otros, Opt. Lett. 34 (2009) 2811.

Un desafío técnico importante resulta de la banda de dos y tres fonones en el diamante (> 0.5 cm-1) que absorbe fuertemente en el rango de 3-6 |im. Para longitudes de onda de bombeo superiores a 3,8 |im, es importante considerar una fuerte absorción de bombeo. La absorción de la primera longitud de onda de Stokes también es una consideración para longitudes de onda de bombeo inferiores a 3,2 |im. Otro desafío para generar longitudes de onda largas es la ganancia decreciente que normalmente se produce en dispersión Raman a mayores longitudes de onda.

Un objetivo de la presente invención es superar sustancialmente o por lo menos mejorar uno o más de los inconvenientes de la técnica anterior, o por lo menos proporcionar una alternativa útil.

DESCRIPCIÓN DE LA INVENCIÓN

El objetivo de la presente invención se soluciona mediante un sistema y un procedimiento tal como se define en las reivindicaciones 1, 16. En las reivindicaciones dependientes se definen realizaciones preferidas.

BREVE DESCRIPCIÓN DE LOS DIBUJOS

Se describirán ahora unas disposiciones del sistema láser Raman, sólo a modo de ejemplo, con referencia a los dibujos adjuntos, en los cuales:

La figura 1A es un esquema de una arquitectura de láser Raman de cavidad externa básica;

La figura 1B es un esquema de una arquitectura de láser Raman de cavidad externa con bombeo lateral;

La figura 1C representa unos diagramas de coincidencia de fases que muestran el rango de magnitudes vectoriales kv y direcciones para la dispersión hacia adelante, hacia atrás y a 90°;

La figura 1D es un esquema de la arquitectura láser Raman intracavitaria básica;

La figura 1E es un esquema de un sistema láser Raman conmutable básico adaptado para conmutar selectivamente entre longitudes de onda de salida;

La figura 1F muestra una comparación del rango de transparencia del diamante con otros materiales láser Raman representativos;

La figura 2 es un esquema de la configuración de la cavidad externa utilizada en el modelo numérico que se describe aquí;

La figura 3 muestra una gráfica del coeficiente de ganancia Raman en función de la primera longitud de onda de Stokes;

La figura 4 es una representación esquemática de un ejemplo de láser Raman de diamante visible utilizado para la validación del modelo numérico;

La figura 5 es una gráfica de la energía de pulsos de salida para el láser Raman de diamante visible de la figura 4;

La figura 6 es una gráfica de bombeo y pulsos de salida Raman para el láser Raman de diamante visible de la figura 4;

La figura 7 es una gráfica que muestra una comparación del rendimiento de los acopladores de salida seleccionados para la primera y segunda salida de Stokes (láser de bombeo de 10 Hz) para el láser Raman de diamante visible de la figura 4;

Las figuras 8A y 8B muestran respectivamente unas gráficas de formas de pulso pronosticadas (figura 8A) y observadas (figura 8B - una reproducción de la figura 6) para el pulso de bombeo de entrada, pulso de salida convertido Raman y pulso de bombeo agotado para el láser Raman de diamante visible de la figura 4;

La figura 9 muestra los tiempos predichos (círculos rellenos) en nanosegundos para que el material Raman de diamante alcance el umbral y comience la generación de la primera luz de Stokes de 7,5 |im en función de la intensidad de un campo de entrada de bombeo de 3,6 |im y también se muestra la eficiencia de conversión en estado estacionario (círculos abiertos 903 y 907) (se presentan dos conjuntos de resultados modelo para los datos de absorción de Thomas (curvas continuas 902) y Wilks (curvas discontinuas 906));

La figura 10 muestra una gráfica de la salida del modelo de simulación numérica de un láser Raman de diamante de 7,5 |im para parámetros de entrada g.Ip = 2 cm-1. ap = 0,4 cm-1 y as = 0,1 cm-1;

La figura 11A muestra una secuencia de gráficas similar a la figura 8A que muestra formas de pulso modeladas numéricamente para aumentar la densidad de energía de entrada, considerando los datos del coeficiente de absorción de Thomas [figura 6 de Thomas, ME & Joseph, R. I., Optical phonon characteristics of diamond, beryllia, and cubic zirconia Proc. SPIE, vol. 1326, 120 (1990); doi: 10.1117/12.22490];

La figura 11B muestra una secuencia de gráficas similar a la figura 8A que muestra formas de pulso modeladas numéricamente para aumentar la densidad de energía de entrada, considerando los datos del coeficiente de absorción de Wilks [figura 3.5 de Wilks, E. & Wilks, J., Properties and Applications of Diamond Paperback: 525 pgs. Editor: Butterworth-Heinemann (15 de abril de 1994) ISBN-10: 07506191];

La figura 12 muestra una gráfica de umbral modelado numéricamente Ip.g de un láser Raman de diamante que genera una salida a 7,5 |im en función del coeficiente de absorción, ap, de la longitud de onda de bombeo a 3,6 |im, considerando un pulso de bombeo de función escalonada y un tiempo hasta el umbral de 10 ns;

La figura 13 muestra una gráfica de umbral modelado numéricamente Ip.g de un láser Raman de diamante que genera una salida a 7,5 |im (longitud de onda de bombeo 3,6 |im) en función del coeficiente de absorción, as, de la longitud de onda de salida de Stokes a 7,5 |im considerando un pulso de bombeo de función escalonada y un tiempo hasta el umbral de 10 ns;

La figura 14 es una representación esquemática de las zonas de longitud de onda correspondientes a baja eficiencia y alto umbral para sistemas de láser Raman de diamante obtenidas a partir del modelo numérico descrito aquí;

La figura 15A es una disposición esquemática adecuada para un láser Raman de diamante de bombeo lateral; La figura 15B es una disposición esquemática adecuada para un láser Raman de diamante por bombeo de extremo;

La figura 15C es una gráfica de la energía de salida en función de la energía de bombeo transmitida por la cara de bombeo del cristal, por ejemplo, configuraciones de bombeo lateral y bombeo de extremo (recuadro) de un sistema láser Raman;

La figura 16 es una gráfica de espectros Raman polarizados retrodispersados para un cristal de diamante rectangular con facetas {100} y {110};

La figura 17 es una disposición esquemática de una fuente de bombeo OPO para el sistema de láser Raman de diamante; y

Las figuras 18A a 18C son disposiciones esquemáticas de fuentes de bombeo OPO alternativas para el sistema de láser Raman de diamante.

DESCRIPCIÓN DETALLADA

Se describen aquí unos sistemas de láser Raman para la generación de radiación de salida en la región espectral del infrarrojo medio a lejano del espectro (mayor de aproximadamente 5,5 |im), que se extiende hasta la región de Terahercio (mayor de 100 |im). En particular, los sistemas láser descritos comprenden un material Raman de diamante de estado sólido para Raman que varía una primera longitud de onda mediante dispersión Raman estimulada en el material Raman para generar la radiación de salida del infrarrojo medio a lejano del sistema láser. Tanto los sistemas láser Raman externos como los sistemas láser Raman internos están previstos para generación de la radiación de salida. El material Raman de diamante puede ser un diamante monocristalino o un diamante policristalino. Alternativamente, el material Raman de diamante puede comprender más de un monocristal, que pueden unirse entre sí mediante un proceso sin adhesivo, tal como unión por difusión. El material Raman puede ser un diamante de baja birrefringencia. El material Raman de diamante puede tener un bajo contenido de impurezas de nitrógeno, por ejemplo, menos de 10000 ppb, o menos de 5000 ppb, o menos de 1000 ppb, o menos de 500 ppb, o menos de 200 ppb, menos de 150 ppb o menos de 120 ppb o menos de 100 ppb de impurezas de nitrógeno en el material de diamante, para minimizar así las pérdidas por absorción (por ejemplo, para la radiación de salida con desplazamiento Raman) en la región de 7 a 11 |im. El contenido de impurezas de nitrógeno puede ser de entre aproximadamente 0,1 ppb y aproximadamente 10000 ppb, o entre 0,1 ppb y 500 ppb o ser aproximadamente 0,1 ppb y aproximadamente 200 ppb, por ejemplo, aproximadamente 0,1 ppb, o 0,2, 0,3, 0,4, 0,5, 0,6, 0,7, 0.8, 0.9, 1, 2, 3, 4, 5, 10, 20, 25, 30, 35, 40, 45, 50, 55, 60, 65, 70, 75, 80, 85, 90, 95, 100, 105, 110, 115, 120, 125, 130, 135, 140, 145, 150, 155, 160, 165, 170, 175, 180, 185, 190, 195, 200, 300, 400, 500, 600, 700, 800, 900, 1000, 1250, 1500, 1750, 2000, 2500, 3000, 3500, 4000, 4500, 5000, 5500, 6000, 6500, 7000, 7500, 8000, 8500, 9000, 9500 o aproximadamente 10000 ppb. El material Raman puede ser un diamante policristalino o monocristalino. El material Raman puede ser un diamante de baja birrefringencia. El material Raman de diamante puede tener un bajo contenido de impurezas de nitrógeno.

Los láseres Raman se basan en el fenómeno de la dispersión Raman estimulada (SRS) para la amplificación óptica en el resonador láser. Los fotones de bombeo de entrada de una primera longitud de onda que tienen una longitud de onda y una frecuencia W¹= Wp= X-i/c (donde c es la velocidad de la luz) excitan un modo de vibración normal en la red cristalina del material Raman y la energía restante se lleva como fotones desplazados por Stokes de una segunda longitud de onda X²y con frecuencia ^ ²= u>³= X²/c. La primera y la segunda longitud de onda también pueden expresarse en términos de números de onda, v¹= ¹/X¹y v²= ¹/X²respectivamente y se expresan en unidades de centímetros recíprocos [cm-1]). La longitud de onda de Stokes convertida a Raman (desplazada hacia abajo), X²= ¹/v², puede determinarse para una longitud de onda de bombeo dada, X¹= ¹/v¹, mediante la relación v²= v¹- vr (con cada uno de v¹, v²y vr expresado en unidades de [cm-1]), donde vr es el desplazamiento Raman característico del material Raman. Por ejemplo, en el diamante, la frecuencia Raman característica es vr«1332 cm-1.

En materiales en estado sólido, la probabilidad de dispersión Raman es mayor para materiales que cambian de polarizabilidad, a, con pequeños desplazamientos dg en la vibración de la red, es decir, para da/dg grandes. La tasa de variación de la polarización, da/dg, es una medida de la cantidad de distorsión experimentada por la nube de electrones en el material Raman como resultado de la luz incidente y su cuadrado, (da/dg)2, es directamente proporcional a la sección transversal espontánea de Raman. La SRS requiere la interacción de un fotón de Stokes con dos fotones de bombeo y, por lo tanto, se trata de un proceso óptico no lineal de tercer orden (similar a los procesos no lineales de tercera generación armónica, mezcla de cuatro ondas y absorción de dos fotones). La amplificación de la intensidad del campo de Stokes Is con la frecuencia de Stokes u s a medida que se propaga a través del medio Raman en el eje z viene dada por la relación.

d/s/dz = g.Ip./s (1)

donde /p es la intensidad del campo de bombeo con longitud de onda Xp = X¹, Is es la intensidad del campo de Stokes con desplazamiento Raman con longitud de onda X = X², y el coeficiente de ganancia g es proporcional a (da/dg)2.

En condiciones de estado estacionario donde la duración del pulso de bombeo es mayor que el tiempo de desfase, T², en el que los fonones reticulares coherentes permanecen en el material, el coeficiente de ganancia Raman viene dado por la relación:

g = k/m.u>s.(da/dg)2. T²(2)

donde m es la masa reducida de los átomos que vibran y k es una constante (sin embargo, para pulsos de bombeo de duración comparable o más corta que el tiempo de desfase del fonón T², debe considerarse la tasa de acumulación de fonones coherentes y se reduce la ganancia efectiva).

El diamante tiene un coeficiente de ganancia Raman excepcionalmente elevado debido a valores elevados tanto de (da/dg)2/m como T². Hay varias características interesantes de los láseres Raman que vale la pena señalar:

1) Las ecuaciones para amplificación Raman son muy análogas a la ganancia de láser convencional que implica una inversión de población. En el caso de Raman, la sección transversal de Raman espontánea es análoga al parámetro de material de la sección transversal de emisión estimulada y el término de inversión de la población se reemplaza por /p.

2) Dado que la ganancia sólo está presente mientras está presente un campo de bombeo, generalmente hay una superposición temporal cercana entre la salida y los pulsos de bombeo. Como resultado, los láseres Raman a menudo se consideran convertidores ópticos no lineales. La energía láser no se almacena en el medio de la misma manera que los láseres de absorción de población.

3) A diferencia del proceso de conversión óptica no lineal, tal como la generación de armónicos y la mezcla de cuatro ondas, la generación Raman coincide automáticamente en fase. Es decir, el impulso se conserva en la interacción esencialmente independiente de los vectores de impulso de bombeo y el haz de salida. El impulso se conserva en la interacción ya que el fonón disperso en el material Raman elimina cualquier retroceso y, en consecuencia, los láseres Raman tienen varias propiedades importantes. Las propiedades de fase del haz Raman están limitadas por el diseño del resonador Raman y, como resultado, las propiedades espaciales del haz de salida Raman suelen ser mejores que las de bombeo, una propiedad que permite que los láseres Raman actúen como convertidores de calidad del haz en un proceso a menudo denominado "limpieza de haz Raman". Esto es diferente a los procesos de conversión no lineal emparejados en fase donde las propiedades de fase del haz de salida están directamente relacionadas con las del haz de bombeo, un efecto conduce a la exacerbación de distorsiones y puntos calientes en el perfil del haz. Los láseres Raman también pueden bombearse en un rango de ángulos no colineales al eje del haz de salida, como en la configuración de bombeo lateral que a menudo se utiliza en los láseres convencionales. En una disposición de bombeo no colineal, el haz de bombeo se superpone sustancialmente en el medio activo Raman con el modo resonador de la cavidad láser, pero el haz de bombeo no es colineal con el eje del modo resonador cuando atraviesa el medio activo Raman. La disposición de bombeo lateral es un ejemplo de una configuración de bombeo no colineal en la que el haz de bombeo se encuentra a 90°, o aproximadamente, respecto al eje del modo resonador, sin embargo, también pueden utilizarse ángulos menores de 90°. Otro corolario de la coincidencia automática de fases es que el proceso Raman puede conectarse en cascada para generar un número entero de desplazamientos de Stokes. Mediante un cuidadoso diseño de láser Raman, puede lograrse una generación eficiente en un orden de Stokes seleccionado o en múltiples órdenes de Stokes.

Los diseños de láser Raman pueden dividirse en dos categorías de láseres Raman de cavidad externa e intracavidad tal como se muestra en sus formas más básicas y bien conocidas tal como se muestra en las figuras 1A y 1B. Para láseres Raman de cavidad externa 110 tal como se muestra en la figura 1A, el medio activo Raman 116 está situado con una cavidad del resonador 111 que comprende reflectores de entrada y salida (114 y 115 respectivamente). Los reflectores están diseñados de manera que un haz de bombeo 112 de una primera longitud de onda de una fuente de bombeo externa 117 es admitido en el resonador 111 para incidir en el medio activo Raman 116, que convierte el haz de bombeo 112 en un haz convertido en Raman 113 (haz de Stokes) en una segunda longitud de onda que resuena en el resonador 111. El espejo de entrada 114 debe lo más altamente transmisor posible a la longitud de onda de bombeo en la práctica, y el espejo de salida 115 debe ser reflectante en la longitud de onda de bombeo para permitir una doble pasada de la radiación de bombeo 112 a través del medio activo Raman 116. El reflector/espejo de salida 115 también está adaptado para transmitir una parte del haz convertido a Raman 113 para producir un haz de salida Raman 118 en la segunda longitud de onda.

Las propiedades espectrales y espaciales del haz de salida Raman 118 vienen dictadas por el diseño del resonador. Puede seleccionarse una salida de Stokes de orden superior, por ejemplo, diseñando el espejo de salida 115 para generar una salida en el orden de Stokes deseado, pero reflejar órdenes de Stokes inferiores de modo que estos órdenes de Stokes inferiores resuenen en la cavidad 111 y sean convertidos secuencialmente a órdenes de Stokes sucesivamente más elevados en el material Raman 116. Los láseres Raman externos 110 funcionan de manera más eficiente para láseres de bombeo pulsado; sin embargo, también es posible un funcionamiento de onda continua con un diseño de cavidad adecuado. Una de las principales atracciones de la disposición del resonador externo es que puede ser un simple complemento de una fuente de bombeo no modificada, lo que permite el enfoque para aprovechar sistemas láser disponibles como fuentes de bombeo.

En una disposición de ejemplo de un sistema láser Raman externo de infrarrojo medio a lejano y de Terahercio, el sistema láser Raman de estado sólido de infrarrojo medio a lejano comprende un resonador 111 que tiene un reflector de entrada 114 adaptado para ser altamente transmisor de luz con una primera longitud de onda para admitir el primer haz (de entrada) en la cavidad del resonador 111. La primera longitud de onda puede estar en el intervalo de entre aproximadamente 3 y aproximadamente 7,5 micras, o alternativamente entre aproximadamente 3 y 5 micras, entre 3 y 4 micras, o entre aproximadamente 3,2 y aproximadamente 3,8 micras. El reflector de entrada 114 está adaptado, además, para ser altamente reflectante en la longitud de onda de la radiación deseada de salida del infrarrojo medio a lejano 118. El reflector de entrada 11 generalmente comprenderá unos revestimientos ópticos sobre el mismo para lograr las características de transmisión y reflectividad deseadas. El resonador 111 también comprende un reflector de salida 115, adaptado para ser parcialmente transmisor de luz con una segunda longitud de onda mayor de aproximadamente 5,5 micras para resonar la segunda longitud de onda en el resonador 111 y para emitir el haz de salida 118. El reflector de entrada 114, además, es altamente reflectante en la segunda longitud de onda para resonar la segunda longitud de onda en el resonador 111.

En la cavidad del resonador 111 se dispone un material Raman de estado sólido 116 de manera que, cuando está en funcionamiento, un haz de bombeo incidente 112 en la primera longitud de onda se desplaza en Raman para generar la segunda longitud de onda mediante la dispersión Raman estimulada en el material Raman 116, en el que la segunda longitud de onda es superior a aproximadamente 5,5 micras. Una parte de la radiación generada por Raman en el resonador en la segunda longitud de onda es transmitida por el reflector de salida para formar un haz de salida de infrarrojo medio a lejano 118 cuando el sistema está en funcionamiento. El reflector de salida parcialmente transmisivo 115 tiene entre aproximadamente un 1% y aproximadamente un 80% de transmisión en la segunda longitud de onda con desplazamiento Raman, o alternativamente entre aproximadamente un 20% y aproximadamente un 50% de transmisión. El reflector de entrada es típicamente reflectante superior a un 90% en la segunda longitud de onda, es decir, entre un 90% y un 99,99% de reflexión.

En esta disposición de resonador externo 110, se requiere una fuente de bombeo 117 para generar el haz de bombeo de entrada 112 en la primera longitud de onda que, en funcionamiento, se dirige al sistema de láser Raman para la generación del haz de salida 118 de infrarrojo medio a lejano deseado. El haz de bombeo 112 puede enfocarse en el material Raman con una lente adecuada (no mostrada) tal como apreciaría el experto. En la disposición de bombeo de extremo, el haz de bombeo 112 puede enfocarse de manera que la cintura del haz de bombeo enfocado sea menor o aproximadamente igual al diámetro del modo de la cavidad del resonador 111, y el rango de Rayleigh del haz de bombeo 112 sea aproximadamente igual a la longitud del material Raman 116. La fuente de láser de bombeo puede seleccionarse del grupo de: un oscilador paramétrico óptico, un láser de tulio de estado sólido, un láser de holmio de estado sólido y un láser de erbio, y puede adaptarse para generar radiación de bombeo en el rango de entre aproximadamente 3 ^m y aproximadamente 7,5 |im. En disposiciones alternativas, la fuente de bombeo puede ser un oscilador paramétrico óptico (OPO) adaptado para generar radiación en el rango de entre aproximadamente 3 |im y aproximadamente 7,5 |im.

El sistema láser puede comprender, además, un disipador de calor, que se encuentre en contacto térmico con el material Raman, para eliminar así el exceso de calor de la superficie del material Raman durante el funcionamiento. El disipador de calor puede ser, por ejemplo, un dispositivo de refrigeración termoeléctrico. El sistema láser puede comprender, además, un mecanismo de refrigeración para enfriar el material láser Raman por debajo de la temperatura ambiente, para minimizar así la absorción de multifonones (y aumentar la ganancia Raman), particularmente para radiación en el rango de entre aproximadamente 4 y aproximadamente 5,5 micras. El mecanismo de refrigeración puede, por ejemplo, enfriar el material Raman a temperaturas de nitrógeno líquido, o por debajo según se requiera (es decir, puede utilizarse nitrógeno líquido o un líquido de refrigeración alternativo para enfriar el material Raman utilizado en cualquiera de los sistemas láser Raman descritos aquí).

En otras disposiciones, el material Raman puede comprender una guía de ondas para guiar la luz en la primera y/o la segunda longitud de onda en la cavidad del resonador. Las guías de ondas permiten el confinamiento de la radiación de bombeo o bien de Stokes (o de ambas) para distancias mayores en el material Raman que las que de otro modo serían posibles debido a la difracción. Por lo tanto, son de interés para disminuir el umbral para la acción del láser Raman y aumentar la eficiencia cuando se utilizan potencias de bombeo máximas bajas. Idealmente, las guías de ondas son de baja pérdida y permiten una buena superposición espacial entre el bombeo y los campos de Stokes. Hasta la fecha, las guías de ondas en diamante se han creado micromecanizando guías de ondas de nervaduras [véase, por ejemplo, Hiscocks, M. P. y otros, "Diamond waveguides fabricated by reactive ion etching", Opt. Express 16, 19512-19519 (2008)]. También, la creación de guías de onda de canal enterrado de baja pérdida puede ser posible mediante la implantación de iones [véase, por ejemplo, Olivero, P. y otros, "Controlled variation of the refractive index in ion-damaged diamond", presentado en la 20a Conferencia Europea sobre Diamantes, Grecia (2009)] y escritura con láser directa (véase, por ejemplo, escritura con láser en femtosegundos en Nd: YAG cristalino [véase, por ejemplo, Ródenas1 A. y otros, "Refractive index change mechanisms in femtosecond laser written ceramic Nd: YAG waveguides: micro-spectroscopy experiments and beam propagation calculations", Applied Physics B: Lasers and Optics, Volumen 95, pgs. 85-96 (2009)]).

En disposiciones particulares, el material Raman en estado sólido 116 es diamante que tiene un desplazamiento Raman característico de vr = 1332 cirr1. Ventajosamente, el material Raman de diamante en estado sólido 116 es un diamante monocristalino de baja birrefringencia. Así, utilizando un haz de entrada 112 que tiene una primera longitud de onda en el rango de entre aproximadamente 3,2 |im y aproximadamente 3,8 |im, puede generarse un haz de salida 118 con una segunda longitud de onda en el rango de entre aproximadamente 5,5 |im y aproximadamente 7,7 |im utilizando el primer desplazamiento Stokes Raman de la radiación de entrada 112 en el material diamante Raman 116. En otras disposiciones, tanto los reflectores de entrada 114 como los de salida 115 del resonador 111 pueden adaptarse, además, para ser altamente reflectantes para la radiación en el rango de entre aproximadamente 5,5 y aproximadamente 7,7 |im, resonando así la radiación en este rango de longitud de onda dentro del resonador 111, que posteriormente se convierte mediante un proceso Raman en cascada en el material Raman de diamante 116 a la segunda longitud de onda de Stokes.

El reflector de salida 115 puede adaptarse para ser por lo menos parcialmente transmisivo en la segunda longitud de onda de Stokes para permitir que una parte de radiación en el resonador a esta longitud de onda salga del resonador y forme la radiación de salida 118. El uso del haz de entrada/bombeo 112 que tiene una longitud de onda en el rango de entre aproximadamente 3,2 |im y aproximadamente 3,8 |im una optimización de las características de transmisividad y reflectividad de los reflectores de entrada 114 y salida 115 del resonador 111 para la segunda generación de Stokes daría como resultado una haz de salida 118 que tiene una longitud de onda en el intervalo de entre aproximadamente 21 |im, y más de aproximadamente 200 |im.

Una arquitectura de láser Raman de cavidad externa alternativa es una disposición de bombeo lateral 120 tal como se muestra esquemáticamente en la figura 1B (donde números similares se refieren a elementos similares) en la que el material Raman se bombea en un ángulo no colineal con el eje del haz de salida. La fuente de bombeo 117a está dispuesta para emitir luz de bombeo 112a que bombea el modo del resonador 111a a lo largo de la longitud del material Raman 116 en el eje del modo resonante del resonador 111a. El bombeo lateral del cristal láser puede tener un umbral Raman más elevado, sin embargo, aún puede resultar en una alta eficiencia de conversión ópticoóptica, y es más fácilmente escalable y permite una mayor flexibilidad en el lugar donde pueden colocarse los componentes del resonador.

El bombeo lateral de un medio láser en lugar de a lo largo del eje del láser cambia notablemente las limitaciones de diseño del láser que incluyen diversas ventajas tales como requisitos relajados sobre los revestimientos del espejo del resonador, densidad de potencia incidente reducida y penetración más corta del láser de bombeo dentro del medio activo. El bombeo lateral desacopla espacialmente la bomba y haces de salida y permite varias libertades de diseño en la configuración del láser. Las libertades clave incluyen la capacidad de bombear el láser a longitudes de onda que pueden experimentar una absorción significativa por el medio Raman. La pérdida puede reducirse tanto como la relación entre la longitud y la anchura del cristal, lo que puede ser una mejora de varios órdenes de magnitud. Las ventajas también incluyen restricciones mucho más reducidas en los espejos y para haces de acoplamiento de entrada con un rango mayor de potencia máxima y promedio.

Aunque el bombeo lateral es un procedimiento bien conocido para el escalado de potencia en láseres de inversión de población convencionales, la aplicación en láseres Raman sólo se ha estudiado en detalle recientemente. Estos estudios, realizados por el inventor, han demostrado que la eficiencia y la intensidad de bombeo umbral son similares a las observadas en los sistemas de bombeo de extremo para el caso de un láser Raman cristalino dieléctrico.

Dado que la profundidad de absorción de los medios Raman a la longitud de onda de bombeo es generalmente mucho más larga que la de los láseres de inversión, el bombeo en múltiples ejes resulta sencillo para una forma y dimensión de cristal arbitrarias, lo que proporciona un enfoque interesante para la combinación de haz coherente para aplicaciones de alto brillo. El bombeo lateral también proporciona una alternativa que puede permitir un funcionamiento eficiente en los casos en que el bombeo de extremo es problemático debido a la larga trayectoria óptica a través del medio o debido a las limitaciones del revestimiento del espejo final. El bombeo lateral puede ser particularmente ventajoso para los láseres Raman de diamante bombeados a longitudes de onda que experimentan una absorción de múltiples fonones significativa (es decir, para longitudes de onda de bombeo en el rango de 2-6 micras). Una configuración transversal reducirá la absorción de bombeo tanto como la relación entre el diámetro del haz y la longitud del material Raman. Puede aplicarse un principio similar en sistemas en los que la longitud de onda de bombeo se encuentra en las proximidades de la banda prohibida del material. Tal configuración también puede minimizar la absorción parásita de la radiación de bombeo, ya que la longitud de la trayectoria de rayos de bombeo a través del medio puede ser tan corta como el diámetro del haz láser Raman. Esto contrasta con las disposiciones de bombeo de extremo en las que la longitud de la trayectoria de la radiación de bombeo es del orden de la longitud del material Raman. Por tanto, en disposiciones de bombeo lateral, la longitud de la trayectoria y la absorción resultante pueden ser órdenes de magnitud menores. En disposiciones particulares, por ejemplo, cuando la absorción de la radiación de bombeo en el material Raman es elevada (es decir, entre aproximadamente 3,8 y aproximadamente 5,5 pm o entre aproximadamente 7 y aproximadamente 11 pm en diamante), puede ser ventajoso tanto el bombeo de extremo como el bombeo lateral del material Raman simultáneamente.

Aunque la teoría que sustenta la ganancia y el umbral para SRS se estableció durante la década de 1960, existen pocos tratamientos detallados de SRS en cristales que se ocupen explícitamente de la geometría de dispersión y la dinámica asociada de la onda vibratoria. Shen y Bloembergen [véase Y.R. Shen y N. Bloembergen, "Theory of Stimulated Brillouin and Raman Scattering", Phys. Rev. 137, A1787-A1805 (1965)] investigaron específicamente la SRS en función del vector de onda del fonón óptico. El problema se aborda adecuadamente de manera clásica, ya que la interacción involucra un gran conjunto de fotones. Para un comportamiento cercano al umbral, puede despreciarse el agotamiento del campo de bombeo Ep y también se supone que la mayoría de los centros vibracionales se encuentran en el estado fundamental, de modo que puede despreciarse la onda anti-Stokes. Las ecuaciones acopladas para el campo de Stokes Es~ exp [/(ks.r-Qsf)] y ondas vibratorias Qv ~ exp [/'(kv.r-Qvf)] se obtuvieron utilizando un procedimiento lagrangiano:

donde Qv es el desplazamiento relativo de posiciones nucleares normalizadas por V(2p) donde p es la densidad de masa reducida, £S es la permitividad de espacio libre de la onda de Stokes y c es la velocidad de la luz. El término p2 permite la propagación del impulso en el que p << wo/kv es igual a la velocidad del fonón acústico en el medio Raman. Las ecuaciones describen una vibración armónica amortiguada con el término impulsor Ep.ES y la ecuación de Maxwell para el campo de Stokes con el término impulsor Qv.Ep respectivamente. La constante de amortiguamiento para la onda vibratoria es r (= 1/T2 donde T2 es el tiempo de desfase del fonón). La fuerza del acoplamiento Raman es N.da/dQv donde a es el tensor de polarización óptica y N la densidad numérica de los centros de dispersión, y está relacionada con el coeficiente de ganancia Raman en estado estacionario (véase Ecuación 6) por gs = 2raos2 (N.da/dg)2/c2ksQvr. La conservación de energía requiere Qp = ras Qv.

A partir de la ecuación (3) se observa que la fuerza de acoplamiento fonón-fotón es independiente de la propagación y depende únicamente del bombeo y la polarización de Stokes y las propiedades de a. La única dependencia direccional proviene del requisito de conservación del impulso (kp = ks kv). Para una dispersión a 90°, la magnitud del vector de onda del fonón se encuentra la de la dispersión hacia adelante y hacia atrás, tal como se muestra en la figura 1C(a). Sin embargo, casi siempre se supone generalmente que el vector de onda del fonón es muy pequeño en comparación con el límite de la zona de Brillioun y la dispersión del fonón es baja. Para el ejemplo de retrodispersión Raman en longitudes de onda visibles, es del orden de 105 cm-1 o aproximadamente un 1% del límite de la zona. Como resultado, la variación en la frecuencia de resonancia del fonón óptico Ov° = (ro⁰2-p2.kv2)05 es insignificante y los fonones de frecuencia dentro del ancho de línea Raman pueden generarse en interacciones que conservan el impulso independientemente de la dirección de dispersión. También se ha sugerido que r depende de la magnitud del vector de onda del fonón, en cuyo caso la ganancia de Raman se vería afectada en el régimen de estado estacionario. El autor no tiene conocimiento de ninguna evidencia de dependencia significativa de r sobre kv y se supone que el efecto es insignificante. Se concluye, por lo tanto, que la ganancia Raman es un primer orden independiente de la geometría de dispersión.

En la disposición de bombeo lateral 120 de la figura 1B, los requisitos de reflectividad del reflector de entrada pueden relajarse ya que no tiene que transmitir la luz de bombeo 112a y, por lo tanto, puede reemplazarse por un reflector 119 que esté adaptado para ser altamente reflectante en la longitud de onda con desplazamiento Raman resonante 113 generada por el material Raman 116. De nuevo, el haz de bombeo 112a puede enfocarse en el material Raman con una lente adecuada (no mostrada). En esta configuración de bombeo lateral, tal como apreciará el experto, el haz de bombeo 112a puede enfocarse de manera que la cintura del haz de bombeo enfocado cilíndricamente sea menor o aproximadamente igual al diámetro de la cintura de modo de la cavidad del resonador 111a, y el rango de Rayleigh del haz de bombeo 112a es aproximadamente mayor o aproximadamente igual a la cintura del haz del resonador. En láseres de bombeo lateral, puede ser importante utilizar resonadores inestables para generar haces con alta calidad de haz.

En el láser Raman 1500 de la figura 15A se representa una disposición de bombeo lateral de ejemplo en la que el haz de bombeo 1501 es perpendicular al eje del resonador Raman 1503. La disposición se demuestra utilizando un material Raman de tungstato de gadolinio y potasio (KGW), sin embargo, la disposición también puede adaptarse fácilmente a un material Raman de diamante. Se bombeó lateralmente un material Raman, un cristal KGW rectangular 1505, utilizando un foco lineal (utilizando una lente cilíndrica 1511) de un láser de bombeo de 532 nm 1507 y una óptica de resonador Raman 1509 y 1510 colocada con su eje perpendicular a la dirección del haz de bombeo tal como se muestra para formar un resonador 1515. El umbral del láser Raman de esta disposición fue de 4.5 mJ y una energía de salida máxima en el haz de salida 1520 fue de 2,7 mJ obtenida utilizando 12 mJ de energía de bombeo con una eficiencia de pendiente de un 47%. La longitud del cristal Raman KGW 1505 era de 25 mm. La longitud de la cavidad del resonador 1515 era de 34 mm. El cristal Raman 1505 se alineó de modo que el eje Nm quedara aproximadamente paralelo a la polarización del haz de bombeo 1501 para proporcionar la máxima ganancia (da /dQ) para el desplazamiento Raman de 901 cm-1 de KGW. El reflector 1509 era un reflector alto de banda ancha para longitudes de onda en el rango 530-650 nm (CVI-TLM2) y el acoplador de salida 1510 fue HR en la primera longitud de onda de Stokes de 559 nm y 70% T en la segunda longitud de onda de Stokes de 589 nm (respectiva a la radiación de bombeo de 532 nm de la fuente de bombeo 1507). El haz de bombeo de 532 nm 1501 estaba en modo TEM⁰⁰y tenía una duración de pulso de aproximadamente 8 ns. El haz de salida de 6 mm 1501 de la fuente de bombeo 1507 se expandió en la dirección horizontal utilizando un telescopio cilíndrico de 10x 1517. Los bordes del haz de bombeo expandido se recortaron utilizando una abertura 1519 de modo que solo se utilizase la parte central del haz de bombeo 1501 y el haz de bombeo 1501a sólo iluminara un 90% central de la longitud del cristal Raman 1505. El recorte de los bordes del haz de bombeo 1501 aseguró que, para el rango de energías de bombeo utilizadas, los umbrales de daño del cristal no excedieran tanto para las esquinas de los extremos del material Raman 1505 como para la región de volumen en la región más intensa del foco lineal de la radiación de bombeo en el cristal Raman 1505. El foco lineal del haz de bombeo 1501a se formó en el cristal Raman enfocando en la dirección vertical utilizando una lente cilíndrica 1511 de distancia focal de 41 mm. La longitud de la raya de bombeo en el cristal Raman 1505 era de 20 mm de largo y, de acuerdo con las propiedades conocidas del haz (M2 = 1,5), el radio menor de cintura vertical calculado y el rango de Rayleigh eran 5 |im y 100 |im respectivamente.

Para contrastar el rendimiento de una configuración de bombeo lateral con una configuración de bombeo de extremo, se estudió un sistema láser Raman de bombeo de extremo 1500a tal como se muestra en la figura 15B. El reflector alto en la configuración de bombeo lateral (reflector 1509 de la figura 15A) se intercambió con un acoplador dicroico de entrada 1509a que era transmisor en un 92% a 532 nm y era altamente reflectante en las longitudes de onda de Stokes. El haz de bombeo 1501 de la misma fuente de bombeo 1507 que se utilizó anteriormente (532 nm, modo TEM⁰⁰, duración de pulso 8 ns y factor de calidad del haz M2 de ~ 1,5) se enfocó en el mismo cristal GW Raman 1505 que se utilizó anteriormente con una lente esférica 1525, que tenía una distancia focal /= 500 mm, para proporcionar un radio de cintura y un rango de Rayleigh para el haz de bombeo 1501b de aproximadamente 55 |im y 3.5 cm respectivamente.

Se investigó el láser Raman de bombeo de extremo 1500a para energías de bombeo de hasta 12 mJ. El resonador Raman 1515a se alineó utilizando la dispersión Raman espontánea amplificada observada en el plano del haz de bombeo 1501b cuando se bombea a energías de pulso elevadas. En primer lugar, el reflector alto 1509a se alineó con el eje de la banda de bombeo maximizando la primera señal de SRS de Stokes de doble pasada observada. El acoplador de salida 1510 (tal como se utiliza para la configuración de bombeo lateral) se colocó en su lugar y se alineó para maximizar la segunda salida del láser de Stokes. La conversión de energía del láser Raman de bombeo lateral alineada 1500 se muestra en la figura 15C tal como se describe a continuación. El umbral de bombeo para la salida de Stokes en el haz de salida 1520a a partir de la configuración de bombeo lateral (véase la gráfica 1530 de la figura 15C) fue de 6,2 mJ de acuerdo con lo definido por el ajuste lineal para energías de bombeo > 6,5 ml. En comparación, el umbral de energía para la configuración de bombeo de extremo 1500a de la figura 15B (véase la gráfica 1535 de la figura 15C) es 0,16 mJ, o 39 veces menor que para la configuración de bombeo lateral de la figura 15A.

Las intensidades de bombeo en el umbral permiten comparar los coeficientes de ganancia Raman para el bombeo de extremo y lateral. El aumento de la intensidad de Stokes cerca del umbral viene dado por d/s = /s.(gs./p(z)-L).dz en cada caso en el que se supone que el coeficiente de pérdida de ida y vuelta L es fijo. Por lo tanto, en el umbral, la ganancia es inversamente proporcional a la integral de /p(z) durante una ida y vuelta. Los valores de J/p(z).dz en el umbral son similares entre sí dentro de un factor de 2, tal como se muestra en la Tabla 1 a continuación, junto con los parámetros utilizados para calcularlos. La desviación de la paridad esperada de la teoría se atribuye a la invalidez de la superposición de modo que se supone entre volúmenes de modo de bombeo y resonador y los efectos que surgen de la presencia de múltiples modos longitudinales en el láser de bombeo. En la configuración de láser de bombeo lateral, también debe tenerse en cuenta que el perfil del haz de salida de campo lejano era altamente asimétrico (Mx2/My2 ~ 750, con My2 = 1,8 donde x es la dirección de bombeo) lo que sugiere que la siembra de modos de Stokes es sustancialmente diferente al caso de bombeo de extremo (para el cual Mx,y2 < 1,5).

Tabla 1 ^ xtremo.

Tal como puede apreciarse en la figura 15C, la energía de salida del láser Raman transversal 1530 de la configuración de bombeo lateral 1500 se escala linealmente con la energía de bombeo con una pendiente de un 46%, ligeramente menor que el máximo visto utilizando la configuración de bombeo lateral 1500a donde la energía de salida del láser 1535 presentó una eficiencia de pendiente de un 53%. Con la energía de bombeo máxima, la eficiencia de conversión en la configuración de bombeo lateral es de un 22%, que es más de 100 veces más eficiente que la demostración anterior de bombeo lateral de una sola pasada para nitrobenceno [véase J.H. Dennis y P.E. Tannenwald, "Stimulated Raman emissision at 90° to the ruby beam", Appl. Phys. Lett. 5, 58-60 (1964)]. Se espera que trabajo futuro a unas energías de bombeo más elevadas y con un control de modo del haz de bombeo mejorado permita unas eficiencias de conversión mucho más elevadas y se acerque a los valores máximos observados en los láseres de bombeo de extremo, que pueden ser > 50%.

Los láseres Raman intracavitarios 130, por ejemplo, tal como se muestra en la figura 1D, comprenden un resonador 131 que comprende un reflector de extremo 132 y un reflector de salida 134, en el que, en la cavidad del resonador 131, se dispone tanto un medio láser 133 como un medio activo Raman 135. El medio láser 133 es bombeado por una fuente de bombeo externa (no mostrada) para generar el haz de bombeo a una primera longitud de onda 136 que se convierte en el medio Raman 135 a la segunda longitud de onda mediante un proceso de conversión Raman a un haz de Stokes. El resonador 131 está adaptado para resonar tanto en las primeras longitudes de onda (bombeo y la segunda Raman/Stokes) con la ventaja de mejorar la conversión en el medio Raman y permitir unos umbrales de potencia de bombeo reducidos, y una arquitectura adecuada para dispositivos compactos bombeados por diodos capaces de funcionar eficientemente a potencias máximas bajas. El reflector de salida 134 es parcialmente transmisivo en la segunda longitud de onda para permitir que un haz de salida 138 de la longitud de onda convertida Raman salga del resonador 131. La ventaja de un sistema intracavitario es que un gran campo de bombeo en la primera longitud de onda (para ser convertido por el material Raman) y un campo Raman (Stokes) generado por el cristal Raman en la segunda longitud de onda mejoran la eficiencia de conversión a la longitud de onda convertida Raman. Los sistemas intracavitarios, sin embargo, son generalmente de poco beneficio si hay una gran absorción del campo de bombeo intracavitaria (la primera longitud de onda) en el material Raman. Por lo tanto, para un funcionamiento eficiente de un láser Raman intracavitario, el resonador debe ser un resonador Q alto (es decir, pérdidas mínimas, incluyendo las pérdidas debidas a la absorción) en la longitud de onda del campo de bombeo.

En otras disposiciones, el sistema láser puede adaptarse para que sea conmutable entre dos longitudes de onda de salida. En algunas aplicaciones, tales como en procedimientos médicos, un cambio rápido entre las longitudes de onda de salida puede ser particularmente ventajoso, por ejemplo, un láser que sea capaz de entregar una salida conmutable entre, por ejemplo, 3,47 |im donde hay une elevada absorción de agua, y 6,45 |im donde el coeficiente de absorción es mucho más bajo, puede ser particularmente ventajoso para permitir que los cirujanos alteren la profundidad de penetración y las características de ablación del sistema láser. En la figura 1E se representa esquemáticamente una disposición de ejemplo de un sistema de láser Raman conmutable básico 140 adaptado para conmutarse selectivamente entre longitudes de onda de salida, donde un láser de bombeo 141 está adaptado para generar un haz de bombeo 142 con una longitud de onda de bombeo X-i. El sistema conmutable 140 comprende un interruptor 145, representado aquí como un reflector que puede moverse mecánicamente entre una primera posición 145a y una segunda posición 145b. También pueden utilizarse otros mecanismos de conmutación, incluyendo, por ejemplo, procedimientos basados en polarización o procedimientos de conmutación de fibra óptica (en los que el haz de bombeo se suministra a través de una fibra óptica) y otros, tal como apreciaría el experto. Cuando el conmutador 145 se encuentra en la primera posición 145a, el haz de bombeo 142 se dirige a un sistema de láser Raman Diamond 143, que puede ser un sistema tal como se describe aquí, para la generación de un haz de salida 144 a una longitud de onda Raman desplazada X². Alternativamente, cuando el interruptor 145 se encuentra en la segunda posición 145b, el haz de bombeo 142 evita el sistema Raman 143 y forma un haz de salida alternativo 145 del sistema láser conmutable. En disposiciones particulares, los sistemas láser 140 pueden adaptarse para entregar cualquiera de los haces de salida 144 y 145 a través de uno o más sistemas de entrega de salida articulados o de fibra óptica (no mostrados), tal como apreciaría el experto. Como ejemplo, el láser de bombeo 141 puede generar un haz de bombeo 142 con una longitud de onda de = 3,47 |im, y el sistema de láser Raman 143 puede configurarse para convertir el haz de bombeo en un haz de salida con una longitud de onda X2 = 6,45 |im, para proporcionan un sistema de láser 140 fácilmente conmutable entre longitudes de onda de salida de 3,47 |im y 6,45 |im.

Tal como se apreciaría, en un sistema de láser Raman la longitud de onda de salida depende de la longitud de onda del haz de bombeo, y en la Tabla 2 se muestran unas combinaciones de ejemplo de longitud de onda del haz de bombeo y longitud de onda del haz de salida X²:

Tabla 2: Longitudes de onda de bombeo y salida en micras [|im] para primera luz

Se apreciará, además, que, con la adición de un medio de conmutación, tal como se describe anteriormente, la salida de un sistema de láser Raman conmutable puede conmutarse entre la longitud de onda del haz de bombeo y la longitud de onda del haz de salida X² para una combinación deseada de y X² tal como se enumeran en la Tabla 2.

Los materiales Raman cristalinos (en estado sólido) ofrecen las ventajas de un material en estado sólido, una eliminación rápida del calor residual (en comparación con gases y líquidos), anchos de línea Raman estrechos (en comparación con los materiales de vidrio) y elevados coeficientes de ganancia. Materiales tales como nitrato de bario, tungstato de gadolinio y potasio, tungstato de bario, vanadato de itrio y sus cristalinos cercanos respectivos se han utilizado ampliamente como materiales Raman en sistemas láser Raman. Todos estos materiales presentan unos elevados coeficientes de ganancia y/o unos elevados umbrales de daños que permiten llevar a cabo una conversión Raman eficiente. El desplazamiento Raman se encuentra típicamente en el rango vr = 700-1332 cm-1 donde el diamante tiene el mayor desplazamiento de todos los cristales ampliamente utilizados en láseres Raman de aproximadamente ^vr= 1332 cm-1. El desplazamiento Raman permite importantes zonas de longitud de onda tal como en el amarillo - rojo, y la región segura para los ojos cerca de 1,5 |im para acceder a través de desplazamientos de Stokes de bajo orden desde las fuentes láser existentes.

Las eficiencias de conversión en láseres Raman a la salida de Stokes convertida en Raman pueden ser muy elevadas. Para láseres Raman de cavidad externa, para los que es sencillo determinar la eficiencia de conversión en el medio Raman, se observan de manera rutinaria unas eficiencias superiores a un 50%. Algunos cristales Raman, como los vanadatos y los tungstatos de doble metal, también permiten la acción del láser "auto-Raman" en la que el medio Raman puede actuar como amplificador de los campos fundamental y de Stokes. Habría un potencial significativo en los láseres de diamante auto-Raman, sin embargo, el dopaje de cristales de diamante con una concentración suficiente de especies de láser activas adecuadas es actualmente un desafío.

La descripción anterior destaca las propiedades versátiles de los láseres Raman como láseres bombeados ópticamente para conversión de longitud de onda y calidad del haz. Un desafío importante que hasta la fecha ha limitado la integración de los láseres Raman en las aplicaciones es la naturaleza débil del proceso Raman (es decir, la pequeña sección transversal de Raman). Como consecuencia, se imponen altas exigencias a la densidad de potencia espectral en el haz de bombeo y al umbral de daños de los elementos ópticos para crear dispositivos eficientes. Los láseres Raman de bombeo transversal (es decir, bombeado lateralmente) rara vez se utilizan en la práctica, ya que estos requisitos son aún más difíciles de cumplir. Las mejoras en los láseres de bombeo, los recubrimientos ópticos y la calidad del material Raman durante los últimos años han permitido que el campo crezca sustancialmente y los láseres Raman están encontrando numerosas aplicaciones, tales como en oftalmología, teledetección y estrellas guía astronómicas, entre muchas otras.

Diamante como material láser Raman

El diamante tiene muchas propiedades destacadas que son particularmente atractivas para los sistemas láser Raman. El diamante tiene un coeficiente de ganancia Raman particularmente alto que permite fabricar láseres Raman con cristales más cortos. Además, la alta conductividad térmica y el bajo coeficiente de expansión térmica son prometedores para permitir la conversión Raman a potencias promedio mucho más elevadas que en otros materiales Raman, lo que le da al diamante una buena resistencia al daño óptico en comparación con otros materiales Raman. El amplio rango de transmisión del diamante (véase la figura 1F) en comparación con los materiales Raman de estado sólido alternativos hace que el diamante sea un material de interés para generar longitudes de onda que queden fuera del rango de otros materiales en la región infrarroja del espectro.

La siguiente Tabla 3 contiene una comparación detallada de los principales parámetros de los cristales de diamante que son importantes para el diseño del láser Raman en comparación con otros materiales Raman de estado sólido comunes. Las propiedades térmicas del diamante se destacan más notablemente de los otros materiales, donde la conductividad térmica es más de dos órdenes de magnitud más elevada que la de los cristales dieléctricos y de 10 a 15 veces más elevada que la del silicio. Dado que la SRS deposita calor en el material Raman, esta propiedad es crucial para mitigar la formación de lentes (térmica) inducida por el calor y las fuerzas de tensión dentro del material que introducen birrefringencia o provocan daños catastróficos. El coeficiente de expansión térmica extraordinariamente bajo del diamante también resuelve estos problemas. Aunque el coeficiente termo-óptico (dn/dT) se encuentra en el extremo alto, esto se verá contrarrestado por la rápida tasa de eliminación de calor y, por lo tanto, la moderación de gradientes de temperatura debido a la alta conductividad térmica.

Tabla 3: Comparación de parámetros ópticos del diamante con los materiales cristalinos Raman comúnmente más utilizados.

Desplaza Ancho Ganancia Conduc Coef. de Coef. de

Clase de miento de Raman expansión Rango de trans cristal Raman línea estacio tividad expansión

mica termo- parencia

(cm-1) (cm-1) naria 1pm térmica tér m ]

(cm/GW) [W/m/K] (x10-6 K"1) óptica [p

(x10-6 K-1)

LilO3 Uniaxial 822 5 4,8 - - - 0,38 - 5,5 KGd Biaxial 768 2,5-3,8 2,5-17 -1--5 0,3 -5,0 (WO4)2 901 6 4

Ba(NO3)2 Isotrópico 1047 1 11 1,2 13 -20 0,3 -1,8 BaWO4 Uniaxial 926 1,6 8,5 3 11-35 - 0,4 -3

GdVO4 Uniaxial 884,5 3 4,5 5 - 4,7 0,3 -2,5 YVO4 Uniaxial 887,2 3,3 5 5 11 3

Silicio Isotrópico 523 4,6 4 148 - - 1,1 -6,6 Diamante Isotrópico 1332,5 2 15-20 > 1800 1,0 20 0,23 -3. > 6

La figura 1F muestra una representación esquemática del rango de transmisión de materiales Raman de estado sólido comunes en comparación con el del diamante. Tal como puede apreciarse, la mayoría de los demás materiales Raman son ópticamente transparentes sólo en el intervalo de aproximadamente 0,35 a 5 pm. Por el contrario, el diamante también es transparente en longitudes de onda superiores a 6 pm. Para longitudes de onda superiores a 6 pm, existe una escasez de materiales alternativos, pero una demanda significativa de fuentes láser para detección de gases traza, medicina, seguridad y defensa, por lo que los láseres Raman que operan en esta región serían ampliamente aplicables a muchas aplicaciones variadas. Sin embargo, existen desafíos significativos para la extensión de longitud de onda larga, debido a la presencia de la banda de absorción de multifonones del diamante entre aproximadamente 3 y aproximadamente 6 pm y también la disminución del coeficiente de ganancia Raman, g, que disminuye a medida que aumenta la longitud de onda (es decir, a medida que aumenta la frecuencia ros, de la longitud de onda de Stokes disminuye).

El ancho de línea Raman del diamante, que es un indicador del ensanchamiento máximo de línea introducido por el desplazamiento Raman, se encuentra en el extremo inferior en comparación con otros materiales, pero no tan estrecho como el nitrato de bario. Para un funcionamiento eficiente del láser Raman de diamante, la radiación de bombeo tiene ventajosamente un ancho de línea menor o aproximadamente igual al ancho de línea de la ganancia Raman del material Raman. El diamante es isotrópico para fenómenos ópticos lineales, lo que a menudo se considera un inconveniente debido a la susceptibilidad de la birrefringencia inducida por estrés para despolarizar la radiación transmitida. La birrefringencia inducida por estrés, a menudo inherente al diamante CVD, puede ser problemática en términos del umbral del láser, por lo que el diamante de baja birrefringencia es ventajoso. También debe tenerse cuidado en montar el cristal de diamante sin aplicar tensiones al cristal para minimizar así la birrefringencia inducida por tensiones.

La orientación del eje del cristal de diamante respecto a la polarización del láser de bombeo puede ser tal que la ganancia Raman se maximice. La figura 16 muestra una gráfica de los espectros Raman polarizados retrodispersados para un cristal láser Raman de diamante rectangular 1600 con facetas {100} y {011}. En la figura 16 puede apreciarse que la polarización de la radiación dispersada Raman es paralela al láser de bombeo para la polarización de bombeo en el plano {011} (por ejemplo, las facetas Brewster del material Raman en el ejemplo de la figura 4 que se analiza a continuación están orientadas de modo que la polarización de baja pérdida se dispersó por Raman con polarización paralela a la radiación de bombeo). También en la figura 16 puede apreciarse que la polarización de la radiación dispersada Raman es perpendicular al láser de bombeo para la polarización de bombeo en el plano {100}. Para polarización de bombeo en ángulos intermedios, el bombeo se dispersa en una mezcla de polarizaciones de acuerdo con el tensor de susceptibilidad de tercer orden para la clase de cristal del diamante [véase Gardiner, D.J. y otros, Practical Raman Spectroscopy, (Springer-Verlag, 1989) pg. 24]. En la práctica, el material Raman de diamante debe orientarse respecto a la polarización de la radiación de bombeo para acceder a un coeficiente de ganancia Raman efectivo más alto y, por lo tanto, para un funcionamiento más eficiente. Por lo tanto, para la optimización de cualquiera de las disposiciones de láser Raman de diamante descritas aquí, puede ser ventajoso asegurarse de que el haz de bombeo sea un haz de bombeo polarizado y que la polarización del haz de bombeo esté orientada de manera paralela a los ejes de cristal apropiados para una mayor ganancia de Raman. Los ejes de cristal a los que se hace paralela la polarización del haz de bombeo de entrada pueden ser los ejes <100>, <110> o <111> de la red de cristal de diamante. Además, en el caso del cristal Raman cortado de Brewster, puede ser ventajoso asegurarse de que la polarización de la luz de Stokes convertida en Raman resultante también esté polarizada en la misma orientación que la luz de bombeo para permitir la minimización simultánea de las pérdidas por reflexión de Stokes y bombear luz en las facetas Brewster del material Raman.

El umbral de daño por láser del diamante también es un parámetro crucial. Hasta la fecha, sin embargo, hay una falta de información disponible especialmente para el material más reciente. Las mediciones en diamantes monocristalinos sugieren que el umbral de daño es de aproximadamente 10 GW cm-2 para radiación pulsada de 1064 nm de 1 ns de duración, y es probablemente más elevado que muchos otros materiales Raman.

Modelado de láseres Raman de diamante

Para comprender y predecir los procesos Raman en el material Raman de diamante de estado sólido, se ha desarrollado un modelo numérico para simular la dinámica temporal de bombeo y el campo de Stokes en una configuración básica de cavidad externa tal como se muestra en la figura 2 (similar a sistema de láser Raman de cavidad externa 110 de la figura 1A). Los supuestos básicos del modelo numérico son que solo se consideran las interacciones de onda plana y que el ancho de línea del haz de bombeo de entrada es aproximadamente menor o aproximadamente igual al ancho de línea Raman. Las ecuaciones acopladas bien conocidas para la conversión Raman al primer Stokes son:

(4)

. (5)

donde /p,s+ y lp,s-son el bombeo de propagación hacia adelante y hacia atrás, p, y las ondas de Stokes, s,= lp,s= lp,s- lp,s+, as,p es el coeficiente (pérdida) de absorción del material y z es la posición longitudinal en la cavidad.

El modelo propaga el campo utilizando etapas de tiempo dt = dz.n/c y el resonador externo se modela propagando el campo de bombeo y de Stokes a través del cristal. También se consideran pequeños espacios de aire entre los espejos de cristal y resonador. El acoplador de entrada y el acoplador de salida están adaptados para resonar la luz en la longitud de onda de Stokes y también para permitir una doble pasada del láser de bombeo de entrada para que coincida con las condiciones experimentales comunes.

Tal como se apreciará, la precisión de los modelos de láser Raman depende de la validez de los supuestos del modelo y los parámetros de entrada. Los parámetros de entrada experimentales, como la energía del pulso de bombeo, la duración del pulso y la frecuencia del pulso, son parámetros bien conocidos, mientras que el brillo del haz en el cristal es ligeramente menor debido a las incertidumbres relativamente grandes introducidas por las mediciones del área puntual. Los haces de entrada y salida en los cristales son típicamente perfiles de campo lejano de modo de orden bajo (de un perfil aproximadamente gaussiano transversal) por lo que la suposición de onda plana del modelo actual dará lugar a algunos errores significativos. Sin embargo, se ha visto que la superposición espectral entre el bombeo y el ancho de línea Raman es una buena suposición hasta la fecha para láseres de bombeo basados en Nd. Es evidente que la precisión del modelo también depende de un buen conocimiento de los parámetros del material, incluyendo el coeficiente de ganancia, g, y también el coeficiente (pérdida) de absorción as,p.

Coeficiente de ganancia Raman

Generalmente, el coeficiente de ganancia Raman para un material viene dado por la relación:

donde T²es el tiempo de desfase, da/dq es la derivada de la polarizabilidad a en función del desplazamiento entre centros vibrantes, y y ©r son, respectivamente, la frecuencia del haz de Stokes y la frecuencia característica del modo vibratorio Raman (es decir, la frecuencia Raman característica del material Raman) de la red cristalina. La constante k = 4^N/(ns.np ctm) es una constante concentrada donde N es la densidad numérica de centros vibrantes de masa reducida m, ns y np son los índices de refracción en las frecuencias de Stokes y de bombeo respectivamente, y c es la velocidad de la luz en el vacío.

La fuerte dependencia de la longitud de onda del coeficiente de ganancia Raman que surge de la aparición explícita de la frecuencia ®s del haz de Stokes en la ecuación de ganancia y también cierta dependencia de da/dq sobre la longitud de onda. Estudios empíricos en gases [véase W.K. Bishel y M.J. Dyer, J. Opt. Soc. Am. B 3, 677 (1986)] sugieren que el coeficiente de ganancia aumenta notablemente para frecuencias que se acercan a la frecuencia de la banda prohibida v de acuerdo con la relación (denominada en lo sucesivo como la "fórmula de Bishel"):

donde D es un parámetro de ajuste.

Las mediciones del coeficiente de ganancia Raman para el diamante sólo se han informado en unas pocas ocasiones que se remontan a principios de la década de 1970 y solamente para unas pocas longitudes de onda. El trabajo inicial se realizó en diamantes naturales, mientras que las mediciones de Kaminskii más recientes [véase Kaminskii, A. A., y otros "High-order Stokes and anti-Stokes Raman generation in CVD diamond", Phys. Status Solidi 242, R4-R6 (2005); y Kaminskii, A. A. y otros, "High-order stimulated Raman scattering in CVD single crystal diamond", Laser Phys. Lett. 4, 350-353 (2007)] y, en los últimos años, se han realizado utilizando diamantes sintéticos cultivados mediante el proceso CVD. La orientación de los cristales no se informó en cada caso. Quizás la indicación más confiable del coeficiente de ganancia restante, gR, para el diamante proviene de la comparación de las secciones transversales de Raman máximas [véase Basiev, T. T. y otros Appl. Opt. 38, 594 (1999)], lo que sugiere que la ganancia Raman en estado estacionario del diamante a 488 nm es varias veces 1,4 veces el nitrato de bario y 4 veces la del tungstato de gadolinio y potasio.

Todas las mediciones han utilizado procedimientos basados en el umbral observado para SRS, y existe una variación significativa en los resultados tal como puede apreciarse en la gráfica del coeficiente de ganancia Raman en función de la primera longitud de onda de Stokes en la figura 3, donde los círculos abiertos son datos medidos para el diamante; y los círculos cerrados son valores de datos medidos para el tungstato de bario de material Raman alternativo (BaWO⁴). Las líneas continuas de la figura 3 se calculan utilizando la Ecuación 7 con el parámetro de ajuste D seleccionado para que los cálculos se ajusten al punto de datos 301 de Kaminskii 2007.

Ejemplo de validación modelo - láser Raman de diamante visible

Para probar y validar el modelo numérico se compararon los resultados del modelado con datos experimentales de un sistema de láser Raman de diamante de ejemplo bombeado por un láser Nd:YAG de frecuencia estándar duplicada a 532 nm (la primera longitud de onda) el cual, cuando el Raman fue desplazado por el material Raman de diamante de CVD (monocristal de baja birrefringencia) a la primera frecuencia de Stokes, produjo un haz de salida a 573 nm (la segunda longitud de onda) utilizando una disposición de cavidad externa.

La figura 4 es una representación esquemática del sistema de láser Raman de diamante visible 400 utilizado para la validación del modelo numérico descrito anteriormente. Se cortó un cristal de diamante paralelepípedo 410 con facetas Brewster 401 y 403 para anular el efecto de pérdidas por reflexión de las facetas 401 y 403 para el sistema láser 400. En el presente ejemplo, el cristal de diamante 410 proporcionó una longitud de la trayectoria (para que la luz entrara en el cristal 410 a un ángulo de Brewster a través de la faceta 401 y saliera a través de la faceta 403) de 6,7 mm. El cristal de diamante tenía unas dimensiones de 6,7 mm de largo, 3,0 mm de ancho y 1,2 mm de grueso y se cultivó utilizando procedimientos para reducir birrefringencia en el material [véase Friel, I. y otros, Diamond and Related Materials, 18, 808-815, (2009)].

El cristal de diamante 410 se montó en un soporte termoeléctrico enfriado (no mostrado) y se colocó dentro de una cavidad del resonador óptico 420 que comprendía el reflector de entrada 402 y el acoplador de salida 404 tal como se muestra en la figura 4. La cavidad del resonador 420 se diseñó de modo que la dirección de propagación de la luz a través del material Raman de diamante fuera paralela a la dirección (110) de la estructura cristalina y perpendicular a la dirección de crecimiento para minimizar la birrefringencia. Las facetas Brewster 401 y 403 del cristal de diamante 410 se orientaron de modo que la polarización p se encuentre en el plano (110) y de modo que la emisión de Stokes dispersa tuviera una polarización paralela al campo de bombeo de acuerdo con el tensor de susceptibilidad de tercer orden para la clase de cristal del diamante.

El reflector 402 del presente ejemplo es un acoplador de entrada que era un 94,2% transmisivo (T) a 532 nm para transmitir un haz de bombeo 406 desde la fuente de bombeo 430 y altamente reflectante (HR) a 560-650 nm para reflejar la luz en la cavidad 408 en la longitud de onda de Stokes. El acoplador de salida 404, que retro-refleja el haz de bombeo 406 para proporcionar una segunda pasada del cristal Raman 410, era HR a 532 nm, 20% T a 573 nm y 80% T a 620 nm. Ambos reflectores resonadores 402 y 404 en el presente ejemplo tenían un radio de curvatura de 20 cm. Los reflectores 402 y 404 se colocaron junto al cristal Raman de diamante 410 de modo que la longitud total de la cavidad del resonador 420 fuera de aproximadamente de entre 10 y 12 mm. El radio de cintura calculado para el modo resonador de orden más bajo de esta cavidad 420 fue de aproximadamente 85 |im.

El láser Raman de diamante 400 se bombeó utilizando un haz de bombeo pulsado 406 desde uno de los dos láseres Nd:YAG de conmutación Q duplicada de frecuencia (no mostrados), cada uno con una duración de pulso de 8 ns y una longitud de onda de bombeo de 532 nm. El primer láser de bombeo funcionó a una frecuencia de repetición de impulsos de 5 kHz y generó hasta aproximadamente 2,2 W, correspondientes a energías de impulsos de salida de hasta 0,44 mJ de luz de bombeo. El segundo láser de bombeo se utilizó para investigar el rendimiento a energías de salida más elevadas utilizando un láser de bombeo de 10 Hz (Hyper Yag, Lumonics, no mostrado). En la salida de cada láser de bombeo se colocó un separador de armónicos (no mostrado) para asegurar que las mediciones de la potencia de salida de Stokes del sistema 400 no se vieran afectadas por la presencia de salida residual de 1064 nm de las fuentes de bombeo. Ambas fuentes de láser de bombeo tenían una salida de modo espacial fundamental con factores de calidad del haz medidos inferiores a 1,3. Para el láser de bombeo de 5 kHz, el haz de salida se enfocó en el cristal utilizando una lente de distancia focal de 10 cm (no mostrada) para proporcionar un tamaño de punto de bombeo que coincidía aproximadamente con el radio de modo fundamental del resonador 420.

La luz de bombeo se convirtió en luz con desplazamiento Raman en el haz de salida 412 a la longitud de onda de Stokes de primer orden de 573 nm (primera luz de Stokes). La potencia de salida en el haz de salida de Stokes 412 se midió utilizando un medidor de potencia (± 3% de precisión) calibrado (Newport 18-010-12) y energías de pulsos utilizando un medidor de energía (ED100, Gentec). Las formas de pulso de los pulsos de salida de Stokes del haz 412 se registraron utilizando un fotodiodo rápido y una combinación de osciloscopio con una respuesta de 500 MHz. La composición espectral del haz de salida 412 se midió utilizando un espectrómetro de rejilla con una respuesta espectral calibrada. La figura 5 muestra la energía de salida 501 en función de la energía de pulso incidente en el cristal de diamante 410 (factorizando una pérdida estimada de aproximadamente un 5,8% debido a pérdidas por reflexión del acoplador de entrada 401). Se midió que el umbral de láser Raman 502 para el láser de bombeo de 5 kHz era aproximadamente 0,1 mJ de luz de bombeo 406. A mayores potencias de bombeo, la potencia de salida de Stokes aumentó linealmente con una pendiente de eficiencia de aproximadamente 74,9 (± 2,0)% hasta la energía de pulso máxima de 0,24 mJ. La eficiencia de conversión a la energía máxima fue del 63,5 (± 1,0)%. Se observa una ligera desviación por encima del ajuste lineal para energías de pulso de entrada de < 0,23 mJ (la pendiente en este rango supera el 80%), que se atribuye al acortamiento característico del pulso de bombeo (de aproximadamente 10 a 8 ns) y la mejora correspondiente en la potencia máxima de bombeo a medida que aumenta la corriente de entrada.

El haz de salida 412 consiste en gran parte en la primera luz de Stokes a 573 nm. Se observó una pequeña cantidad de luz en la segunda longitud de onda de Stokes de 620 nm en el haz de salida 412 a altas energías de entrada (por encima de 0,28 mJ). A la energía de pulso de salida máxima observada (0,44 mJ) se observó que aproximadamente un 10% era una segunda luz de Stokes a 620 nm. En términos de potencia de salida, la primera y segunda potencia de salida combinadas máximas de Stokes fue de 1180 mW. La investigación adicional del rendimiento a potencias de entrada más elevadas se vio limitada por la capacidad de bombeo láser.

Las formas de pulso de los pulsos de bombeo de 5 kHz (601) y los pulsos de salida de Stokes (603) se registraron para analizar el comportamiento temporal de la conversión de Stokes y se muestran en la figura 6 donde se han escalado las formas de bombeo y de los pulsos de Stokes utilizando las energías de pulso de entrada y salida medidas para determinar la potencia instantánea y la eficiencia de conversión. El inicio de la conversión Raman de bombeo se produjo (602) cuando la potencia en el pulso de bombeo 601 había alcanzado aproximadamente un 30% de su valor pico, provocando un retraso desde el borde de ataque del pulso de bombeo de 1-2 ns. Se midió que la duración de FWHM del pulso de Stokes 603 era de aproximadamente 6,5 ns, que es aproximadamente 1,7 ns menor que el pulso de bombeo 601. La potencia máxima del pulso Stokes 603 fue de 29 kW. La eficiencia de conversión instantánea 605 aumentó rápidamente de cero a más de un 80% en 3 ns. El valor pico del pulso de Stokes 603 es aproximadamente un 85% del valor pico del pulso de bombeo 601, lo cual se acerca mucho a la eficiencia cuántica para el primer Stokes (^sí= 92,8%). De hecho, el pico medido en la eficiencia de conversión de fotones 605 es de un 91%. Después del pico, la eficiencia de conversión 605 disminuye constantemente hasta aproximadamente un 40% cuando la intensidad de bombeo disminuye a ~ 30% de su valor pico. En tiempos más largos (t > 15 ns) los valores no se muestran debido a la evidencia de una respuesta de detector no lineal en este período y los grandes errores resultantes cuando las señales se acercan a cero.

La figura 6 también muestra la forma de pulso 607 del haz de bombeo agotado después de hacer la doble pasada de la cavidad del resonador 420 del láser Raman 400. La forma del pulso 607 se obtuvo muestreando el haz de bombeo retroreflejada del láser Raman y escalando la señal de modo que la integral de tiempo sea la diferencia de energía entre la bomba y la perdida por la conversión Raman (es decir, (energía de pulso de primer Stokes/^sr) (energía de pulso de segundo Stokes/^)). El comportamiento del pulso de bombeo agotado 607 antes del inicio de la conversión de Stokes (602) coincide estrechamente con el pulso de bombeo tal como se esperaba. Una vez que se alcanza el umbral (t > 3,5 ns), se evidencia un gran agotamiento por la rápida disminución del pulso de bombeo transmitida mientras aumenta la intensidad de bombeo incidente. En el pico del pulso cuando el agotamiento se encuentra en su máximo (t ~ 7ns), el agotamiento de bombeo es de un 88%, de acuerdo con la eficiencia máxima de conversión de fotones al Stokes calculado anteriormente (91%). Se deduce que el equilibrio entre la energía de bombeo y de salida se explica por los fotones de bombeo no convertidos durante todas las etapas del pulso de bombeo (es decir, antes, durante y después del pulso de Stokes). Aunque hay una absorción de bombeo medible (<1,1% cm-1 a 532 nm tal como se obtiene mediante mediciones calorimétricas), las formas de pulso indican que no afecta significativamente a la eficiencia de conversión en estas condiciones.

Se utilizó el láser de bombeo de 10 Hz para investigar el rendimiento del láser Raman de diamante 400 a energías de pulso más elevadas. Utilizando un radio de punto focal de bombeo de 100 pm, las eficiencias de conversión (42%) y de pendiente (64%) fueron similares a las de 5 kHz. Para escalar todavía más la energía de salida y evitar daños en el revestimiento dicroico en el acoplador de entrada, el tamaño de la cintura de bombeo se incrementó a 200 pm para limitar la fluencia incidente y, de este modo, minimizar la posibilidad de daño al cristal de diamante. La energía umbral del láser Raman (504 de la figura 5) fue de 0,4 mJ y la salida (503 de la figura 5) se escaló linealmente (con una eficiencia de pendiente de un 45%) hasta la energía de salida máxima de 0,67 mJ (con una potencia máxima de ~ 80 kW). La máxima eficiencia de conversión fue de un 35%. Se anticipan mayores eficiencias de conversión mediante el uso de espejos resonadores de curvatura reducida para mejorar la superposición espacial entre los modos de bombeo y resonador.

La segunda salida de Stokes preferencial del láser Raman de diamante 400 también se observó utilizando el láser de bombeo de 10 Hz reemplazando el acoplador de salida (404 de la figura 4) con un acoplador de salida que era altamente reflectante (> 99% reflectante) para la bomba de 532 nm y la primera luz Stokes de 573 nm, y altamente transmisora (aproximadamente un 40% de transmisión) para la segunda luz Stokes de 620 nm. En la figura 7 se muestra una comparación del rendimiento de la primera y la segunda salida de Stokes (utilizando acopladores de salida adecuados para la primera y segunda generación de Stokes), lo que demuestra una eficiencia ligeramente menor para el segundo rendimiento de Stokes de 620 nm 701 (eficiencia de pendiente 48%) en comparación con el de la primera salida de Stokes 703 (eficiencia de pendiente de 64 % para condiciones similares utilizando un primer acoplador de salida de Stokes).

Las figuras 8A y 8B muestran respectivamente una comparación de formas de pulso para el sistema láser Raman de diamante visible 400 anterior obtenido utilizando el modelo numérico descrito anteriormente (figura 8A) y las formas de pulso medidas experimentalmente (figura 8B, que es una reproducción de la figura 6 se muestra aquí nuevamente para facilitar la comparación). Tal como se señaló anteriormente, la longitud del material del láser Raman de diamante fue de 6,7 mm, la longitud total de la cavidad de 11 mm y los coeficientes de absorción en la bomba y las longitudes de onda de Stokes de 532 nm y 573 nm respectivamente fueron de aproximadamente ap,s « 0,012 cm-1. La figura 8A muestra las formas de pulso modeladas de bombeo (línea discontinua 801); Stokes (línea de puntos 803); y bomba agotada -(línea continua 805). De manera similar, la figura 8B muestra las formas de pulso de bombeo observadas experimentalmente (línea de trazos 802); Stokes (línea discontinua 804); y bomba agotada -(línea continua 806). Para calcular la densidad de energía de entrada al modelo a partir del valor de energía de pulso experimental se utilizó un radio de punto de bombeo de 80 pm.

Puede apreciarse que muchas de las características de pulso observadas a partir de la validación del modelo del sistema de ejemplo 400 se ven en los resultados modelados de la figura 8A. El retraso en la aparición del pulso de Stokes tanto en el modelo (figura 8A) como en los datos experimentales (figuras 6 y 8B) en relación con el borde de ataque del pulso de bombeo es de aproximadamente 4 ns en cada caso. El tiempo y la amplitud de la salida máxima de Stokes también son muy similares. Las discrepancias más notables se observan en el borde descendente del pulso de Stokes modelado. El agotamiento es mucho más completo en el modelo y la intensidad de Stokes modelada es mayor. El pulso de bombeo agotado modelado tiene una línea de base mucho más baja y el segundo pico al final del pulso es mucho más pequeño que el observado experimentalmente. Lo más probable es que la diferencia se deba a los límites de validez del supuesto de onda plana utilizado en el modelo. Se requiere un análisis más detallado para comprender las áreas de desacuerdo. Sin embargo, el acuerdo cualitativo, particularmente para la intensidad del láser umbral, sugiere que es probable que el modelo sea útil para predecir parámetros de bombeo para lograr el láser en otras longitudes de onda de bombeo.

Los resultados que utilizan un material Raman de diamante para salida visible descritos anteriormente demuestran que el diamante sintético de baja birrefringencia es adecuado para realizar láseres Raman altamente eficientes, y que los parámetros ópticos clave como la absorción, la dispersión y la despolarización son lo suficientemente bajos para permitir dispositivos pulsados eficientes. Utilizando un haz de bombeo de 532 nm con el material Raman de diamante, las longitudes de onda del láser de salida a 573 nm (primero Stokes) y 620 nm (segundo Stokes) pueden ser útiles en aplicaciones médicas y biosensibles. Sin embargo, el valor de la presente demostración es un paso importante hacia la realización de sistemas láser Raman de diamante que aprovechan el rango de transparencia y las propiedades térmicas excepcionales del diamante. El diamante es prometedor para acceder a espacio de rendimiento que no se logra fácilmente con otros sistemas láser Raman y no Raman, tales como en láseres de alto brillo y láseres de longitud de onda en regiones que, de otro modo, serían difíciles de generar, tales como longitudes de onda superiores a 5 micras.

Tal como era de esperar a partir de la conductividad térmica extraordinariamente alta del diamante, no se observó evidencia de efectos térmicos en el cristal a los niveles de potencia de salida actuales. Es probable que se produzcan potencias de salida mucho más elevadas si se utilizan energías de pulso o tasas de repetición más altas. Puede ser necesario aumentar el diámetro de la cintura del haz al aumentar la energía del pulso para asegurar que las densidades de potencia de entrada pico permanezcan por debajo del umbral de daño del revestimiento y para efectos no lineales parásitos tal como autoenfoque. Sobre la base simple de la alta conductividad térmica del diamante, no se esperan efectos de lente térmica para potencias de Stokes de aproximadamente dos órdenes de magnitud más elevadas que otros materiales Raman. Dado que las potencias de salida actuales para los sistemas láser Raman de cavidad externa actualmente disponibles que utilizan materiales Raman distintos del diamante se acercan actualmente a los 10 W, existe la promesa de que el diamante escale a láseres Raman de diamante de varios cientos de vatios sin que el rendimiento se vea afectado por la lente térmica (aunque la naturaleza isotrópica del diamante requerirá considerar la birrefringencia de tensión inducida térmicamente).

Es útil comparar el rendimiento del láser Raman de diamante visible descrito anteriormente con un láser Raman KGW tal como lo describen los inventores en su trabajo relacionado [véase R. P. Mildren, H. M. Pask. y J. A. Piper, en Advanced Solid-State Photonics, OSA Technical Digest Series (Optical Society of America, 2006), documento MC3], que representa el estado de la técnica en láseres Raman de cavidad externa eficientes y operó en condiciones muy similares utilizando fuentes de láser de bombeo y espejos resonadores idénticos. En la Tabla 4 se muestra un resumen de los parámetros de salida máxima del sistema láser Raman de diamante 400 de la figura 4 cuando al bombear utilizando las fuentes de entrada de bombeo de 10 Hz y 5 kHz

Tabla 4. Comparación de parámetros de salida máxima de láseres Raman de diamante m r f n kHz ^ 1 Hz n n l r R m n K W kHz.

Las principales diferencias experimentales notables son las consecuencias de la longitud más corta del diamante (6,7 mm frente a 50 mm para KGW) y un mayor desplazamiento de Stokes de vr = 1332 cm-1 en comparación con un desplazamiento de Stokes de sólo aproximadamente vr = 901 cm-1 en KGW. El mucho mayor desplazamiento de Stokes en el diamante permite que la longitud del resonador de diamante sea mucho más corta (12 mm en comparación con una longitud de resonador de aproximadamente 55 mm para el sistema láser KGW) y que la longitud de onda de salida principal del sistema de diamante sea el primer Stokes donde la transmisión del acoplador de salida es de un 25% (en comparación con un 70% para el segundo Stokes de 588 nm para el láser KGW Raman). A pesar de estas diferencias, la conversión máxima utilizando el diamante como material Raman es casi idéntica (aproximadamente un 63,5% comparado con aproximadamente un 64% para KGW) y la eficiencia de pendiente para el diamante es marginalmente mayor (aproximadamente un 74,9% comparado con aproximadamente un 71% para KGW). La eficiencia del láser Raman de diamante de aproximadamente un 74,9% es mayor que la de todos los demás informes de láseres Raman de cavidad externa de nanosegundos de alta eficiencia de los que tienen conocimiento actualmente los inventores.

Los resultados del sistema de láser Raman de diamante de ejemplo que se ha descrito anteriormente demuestran que los cristales de diamante sintéticos de estado sólido de baja birrefringencia son adecuados para realizar láseres Raman altamente eficientes y, de hecho, parecen ser por lo menos tan eficientes como los descritos para otros cristales Raman. Dada la alta eficiencia de conversión de fotones observada (> 90%) en el láser Raman de diamante, se espera que la pérdida combinada de procesos ales como absorción, dispersión elástica, y despolarización sea menor.

En la configuración de láser Raman de diamante visible de ejemplo descrita anteriormente, también fue posible determinar la absorción de cristales y la birrefringencia. Se determinó un límite superior de la absorción midiendo la potencia bombeada por el refrigerador termoeléctrico con el resonador desalineado para evitar el efecto láser. La potencia depositada en el cristal a una potencia de entrada de 2 W fue de 16 mW, lo que corresponde a un coeficiente de absorción inferior a 0,012 ± 0,001 cm-1. Este valor, que es notablemente más alto que para un material monocristalino similar (aunque no de baja birrefringencia) fabricado por el mismo fabricante (0,0026 cm-1), es un límite superior debido a la contribución térmica adicional a partir de la luz dispersa del cristal que incide sobre el soporte de refrigeración. La fluorescencia del cristal de diamante a longitudes de onda de 580-700 nm era visible, consistente con cierta absorción por centros de color tales como el conocido centro de vacantes de nitrógeno N-V-. La birrefringencia promedio Sn a lo largo de la trayectoria del haz se encuentra midiendo reflexión externa polarizada en s desde la faceta de salida, que es proporcional a la despolarización inducida por una sola pasada del cristal. La reflexión de facetas fue 0,10 (± 0,02)% del bombeo incidente, que corresponde a Sn = 1,0 (± 0,2) x10-6. Este valor es similar al reportado previamente para material similar de baja birrefringencia (Sn = 5x10-7).

La potencia de salida máxima alcanzada (1,2 W) con el sistema de láser Raman de diamante visible 400 en el ejemplo anterior estaba limitada por la potencia del láser de bombeo disponible de las fuentes de bombeo utilizadas en el ejemplo. No se observaron evidencias de efectos térmicos en el cristal, lo cual se espera de la experiencia en los sistemas láser KGW Raman, así como de la muy alta conductividad térmica del diamante. Es probable que se logren potencias de salida mucho más elevadas utilizando láseres de bombeo de mayor potencia y aumentando el diámetro de la cintura del haz para garantizar que las densidades de potencia de entrada pico permanezcan por debajo del umbral de daño del revestimiento y de efectos parásitos no lineales como el autoenfoque. Debido a la alta ganancia Raman del diamante, la amplia transparencia y el alto umbral de daño, existe una promesa importante de láseres Raman eficientes y de alta potencia de tamaño pequeño y amplio rango de longitud de onda.

Modelado de láseres Raman de diamante de infrarrojo medio a lejano

El modelo numérico que se ha indicado anteriormente puede utilizarse para predecir los requisitos de bombeo de entrada con el fin de lograr un umbral de láser en un láser Raman de diamante de infrarrojo medio a lejano.

Tal como puede apreciarse en la figura 14, el umbral y la eficiencia están limitados por la banda de dos fonones en el diamante (a > 1 cm-1) que absorbe fuertemente en el rango de aproximadamente 3,8 - 6,0 |im (es decir, 1650 -2650 cm-1). Debido al gran desplazamiento Raman característico del diamante de V^r= 1332 nm, es posible bombear el sistema láser Raman de diamante en el lado de longitud de onda corta de la banda de absorción (longitud de onda de bombeo de menos de aproximadamente 3,8 |im), y con salida de Stokes en el lado de longitud de onda larga (mayor de aproximadamente 5,5 |im). Para longitudes de onda de bombeo superiores a 3,8 |im, la fuerte absorción de bombeo es una consideración importante, particularmente en el rango de 4 a 5,5 micras, y la absorción de la primera longitud de onda de Stokes también debe tenerse en cuenta para longitudes de onda de bombeo inferiores a 3,2 |im, aunque esto puede aliviarse enfriando el material Raman de diamante para minimizar la probabilidad de absorción de multifonones, de modo que es posible un bombeo del sistema láser Raman de diamante con longitudes de onda en el rango de entre aproximadamente 3 |im y aproximadamente 7,5 |im. Se espera un mejor rendimiento para longitudes de onda de bombeo en el rango de entre aproximadamente 3,2 y aproximadamente 3,8 micras. Tal como se ha indicado anteriormente, también pueden ser ventajosos cristales de diamante isotópicamente puros para minimizar una absorción no deseada.

Para la siguiente descripción de modelado, se utiliza una primera longitud de onda de salida desplazada de Stokes de aproximadamente 7,5 |im (1430 cm-1) correspondiente a una longitud de onda de bombeo de entrada de 3,6 |im (2760 cm-1) para que coincida con valores bajos favorables del coeficiente de absorción as,p del diamante en estas longitudes de onda, es decir, aproximadamente la banda de absorción de multifonones [véase figura 6 de Thomas, M.E. & Joseph, R. I, Optical Phonon characteristics of diamond, beryllia, and cubic zirconia Proc. SPIE, Vol. 1326, 120 (1990); doi: 10.1117/12.22490; y figura 3.5 de Wilks, E. & Wilks, J., Properties and Applications of Diamond Paperback: 525 páginas Editorial: Butterworth-Heinemann (15 de abril de 1994) ISBN-10: 07506191] de cristales de diamante en estado sólido monocristalino.

Considerando el punto de datos de Kaminskii 2007 (301 de la figura 3), las medidas relativas de Basiev y otros [véase Basiev, T. T. y otros Appl. Opt. 38, 594 (1999)] y los resultados de modelado para sistemas láser Raman de diamante visible tal como se ha descrito anteriormente, se estima que el coeficiente de ganancia Raman de cristales de diamante en estado sólido monocristalino a 532 nm se encuentra cerca de aproximadamente 45 (± ~ 15) cm/GW. Suponiendo que la fórmula de Bishel de la Ecuación 7 anterior sea válida, la ganancia extrapolada a una longitud de onda de Stokes de 7,5 |im es de aproximadamente 2 cm/GW. Sin embargo, hay que tener en cuenta que la fórmula de Bishel (Ecuación 7) puede no ser precisa para el material Raman de diamante en longitudes de onda infrarrojas de onda larga debido a perturbaciones que surgen de la característica de absorción de multifonones del diamante que se extiende entre aproximadamente 3 y 5 |im. Los parámetros de entrada al modelo numérico para un láser Raman de diamante utilizado en los ejemplos presentes se muestran en la Tabla 5, donde se ha supuesto que el ancho de la línea de bombeo es similar o menor que el ancho de la línea Raman del diamante (la mitad de ancho típicamente aproximadamente 1,6 cm-1 aunque puede ser mayor dependiendo de los mecanismos comunes de ampliación de línea).

Tabla 5: Parámetros de entrada de modelo numérico de ejemplo para láser Raman ________________de diamante con salida de 7,5 |im_______________________________ Coef. de ganancia Raman, gR (Xs = 7,5 |im) 2 cm/GW

Longitud de onda de bombeo, Vp 2760 cm-1 (3,6 |im)

Primera longitud de onda de salida de Stokes, Vs 1430 cm-1 (7,5 |im)

Coef. abs. en bombeo, ap 0,4 -1,2 cm-1*

Coef. abs. en Stokes, as 0,1 - 0,3 cm-1*

Longitud del cristal 8 mm

Transmisión/reflectividad del acoplador de salida en Stokes 20% T, 80% R__________ * Rango determinado utilizando valores tomados de Wilks & Wilks y Thomas y otros

Hay dos consideraciones importantes para alcanzar el umbral del láser. Se requiere una intensidad de bombeo suficiente para generar una ganancia en el material Raman que exceda las pérdidas de ida y vuelta. Además, la luz de bombeo debe estar presente durante un tiempo suficiente para permitir la formación de un haz de Stokes que sea lo suficientemente intenso como para agotar sustancialmente el haz de bombeo. La figura 9 muestra los tiempos previstos (círculos rellenos 901 y 905) en nanosegundos para que el láser Raman de diamante alcance el umbral y comience la generación de la primera luz de Stokes de 7,5 |im en función de la intensidad del campo de entrada de bombeo de 3,6 |im, expresada en términos del producto de la intensidad de bombeo y el coeficiente de ganancia, (/p.g) [cm-1]. También se muestra la eficiencia de conversión de estado estacionario (círculos abiertos 903 y 907). El cálculo de este modelo utiliza un pulso láser de función escalonada que generalmente no es comparable con el experimento (en la figura 10 se da un ejemplo de la salida del modelo sin procesar). Sin embargo, los resultados dan una buena indicación de la potencia de bombeo y los requisitos de duración del pulso necesarios para establecer el umbral y lograr una conversión eficiente. Se presentan dos conjuntos de resultados del modelo para los datos de absorción de Thomas (curvas continuas 902) y Wilks (curvas discontinuas 906), respectivamente. Las eficiencias de estado estacionario son notablemente menores que la eficiencia cuántica (48%) debido a la pérdida de absorción de bombeo y Stokes en el diamante.

Los resultados del modelo en la figura 9 predicen que, para pulsos del orden de 10 ns, se requieren unas intensidades de bombeo de por lo menos 1 GW/cm2 para los parámetros de entrada de ejemplo utilizados. Para los coeficientes de absorción obtenidos a partir de la referencia de Thomas (arriba), el umbral de radiación láser nunca se alcanza para pulsos de bombeo <1 GW/cm2 ya que la pérdida de absorción de ida y vuelta es mayor que la ganancia. Para los coeficientes de absorción obtenidos de la referencia de Wilks (arriba), el umbral disminuye a ~ 0,3 GW/cm2.

El modelo numérico se utilizó, a continuación, para calcular el rendimiento del láser temporal para varias intensidades de bombeo para impulsos de bombeo láser de 3,6 |im FWHM de 10 ns tal como se muestra en las figuras 11A y 11B utilizando los valores de absorción obtenidos de las referencias de Thomas y Wilks respectivamente. Los resultados numéricos utilizando los coeficientes de absorción de Wilks (figura 11B) indican que el umbral del láser Raman de diamante es de aproximadamente 10 J/cm2, mientras que es aproximadamente el doble para los valores de absorción de Thomas más elevados (figura 11B). La fracción principal del pulso se convierte a Stokes para densidades de energía de entrada superiores a aproximadamente 30 J/cm2. Para un tamaño de punto de bombeo nominal de 60 |im, las energías de pulso de bombeo correspondientes necesarias se muestran en la Tabla 6. Para asegurar que la intensidad de bombeo se mantiene en toda la longitud del cristal, el rango de Rayleigh en el material debe ser mayor o aproximadamente igual a aproximadamente 5 mm y la calidad del haz de entrada menor o aproximadamente igual a M2 = 1,5.

Tabla 6: Energía requerida para alcanzar umbral Raman generando una

salida de Raman de 7,5 |im utilizando un bombeo de 3,6 |im y un punto

de 60 |im en el cristal de diamante

Densidad de energía Intensidad Energía de pulso

J/cm'2 GW/cm-2 mJ

10 1 1,1

20 2 2,3

30 3 3,4

40 4 4,5

La aproximación de onda plana en el modelo adopta un buen solapamiento de modo entre los campos de bombeo y de Stokes en el material Raman de diamante. En la práctica, esto puede lograrse fácilmente para una configuración de resonador externo, ya que el tamaño de la cintura de bombeo puede controlarse independientemente del tamaño de la cintura del campo de Stokes resonado. El tamaño del modo de bombeo a medida que pasa a través del material Raman está determinado por las propiedades del haz del láser de bombeo y la óptica del haz que envía el haz al material Raman. Por ejemplo, reducir la distancia focal o mover la posición de la lente de enfoque o el telescopio de imágenes puede aumentar el punto de bombeo en el cristal Raman. Por otra parte, el tamaño del modo del campo de Stokes está determinado principalmente por las propiedades de lente de los espejos resonadores. En general, puede mantenerse una buena eficiencia de conversión siempre que el tamaño del modo de bombeo sea aproximadamente igual o fraccionalmente menor que el tamaño del modo del resonador (Stokes), por ejemplo, aproximadamente entre 0,5 y 1,1 veces el tamaño del modo de Stokes (por ejemplo, aproximadamente 0,50 veces o 0,55, 0,60, 0,65, 0,70, 0,75, 0,80, 0,85, 0,90, 0,95, 1,00, 1,05 o aproximadamente 1,10 veces el tamaño del modo del resonador), donde el radio del modo de bombeo es un mínimo en el material Raman.

De acuerdo con la teoría básica, siendo todos los demás parámetros constantes, el tamaño del modo se escala (se aumenta) proporcionalmente con la longitud de onda (es decir, de la longitud de onda con desplazamiento Raman que resuena en el resonador del sistema láser Raman). Por tanto, para un sistema de láser Raman ajustable, puede ser una ventaja regular la separación de los elementos ópticos, por ejemplo, la separación de lentes en un telescopio de haz, mientras se ajustar el láser para mantener la conversión y la eficiencia de salida. Es decir, el tamaño del haz de bombeo puede ajustarse simultáneamente cuando se sintoniza la longitud de onda de bombeo, para mantener las condiciones de ajuste de modo entre el tamaño del haz de bombeo en el material Raman y el modo de resonador para la longitud de onda convertida a Raman. Esto puede ser particularmente importante cuando se ajusta con longitudes de onda de bombeo más largas, ya que la longitud de onda de Stokes aumenta a una velocidad mucho mayor a medida que aumenta la longitud de onda de bombeo. Los principios de coincidencia de modo son bien conocidos en la técnica tanto para láseres Raman de cavidad externa como para intracavidad, y pueden aplicarse según se requiera a los sistemas de láser Raman de diamante descritos aquí.

Se ha visto anteriormente que el umbral de bombeo láser modelado y la eficiencia de salida varían de manera significativa cuando se utilizan diferentes coeficientes de absorción. Es importante comprender cómo el umbral y la eficiencia varían en función de los coeficientes de absorción en las longitudes de onda de bombeo y de Stokes (ap y as respectivamente) para permitir una predicción de rendimiento cuando se utiliza diamante de impurezas diversas y cuando se varían la(s) longitud(es) de onda de funcionamiento. También es importante para comprender cómo afectan al modelo las incertidumbres actuales en los valores de absorción.

Para explorar estos problemas, se utilizó el modelo numérico para calcular cómo varía la intensidad de bombeo requerida para alcanzar el umbral en función de ap y as. Se utilizó un pulso de bombeo de función escalonada y la intensidad de bombeo se varió hasta que la salida del láser Raman excedió el umbral en un tiempo fijo de t = 10 ns. También se registró la eficiencia de conversión en estado estacionario (es decir, para t ^ <»). Aunque, nuevamente, la comparación directa con el experimento no es realmente factible, este enfoque permite investigar las tendencias en umbral y eficiencia. Los valores de eficiencia son, por lo tanto, valores pico máximos que pueden obtenerse utilizando perfiles de pulso de bombeo temporal más realistas (por ejemplo, gaussianos).

Tal como se muestra en la figura 12, el umbral Ip.g aumenta ligeramente más que linealmente a medida que se incrementa ap. Esto no es sorprendente dado que la mayor absorción reduce directamente el Ip.g integrado a lo largo del cristal. La eficiencia del estado estacionario disminuye ligeramente en el rango investigado, pero claramente no es una función fuerte de ap. Por otra parte, al aumentar as, el efecto principal es una disminución de la eficiencia mientras que el umbral solo varía débilmente (véase figura 13). Estos resultados sugieren que, al primer orden, el funcionamiento a valores más elevados del coeficiente de absorción en la longitud de onda de bombeo, ap, puede compensarse utilizando intensidades de bombeo proporcionalmente más elevadas. Para el funcionamiento con unos coeficientes de absorción más elevados en la longitud de onda de Stokes, as, el umbral permanece aproximadamente igual pero con una menor eficiencia de conversión alcanzable.

Ahora pueden hacerse algunas afirmaciones cualitativas acerca del rendimiento probable en función de la longitud de onda. Dado que ap es sólo grande (> 2 cm-1) para frecuencias de bombeo de 1700- 2650 cm-1, es probable que se esperen aumentos importantes en el umbral en este rango. En principio, el funcionamiento del láser Raman es posible en este rango utilizando intensidades de bombeo proporcionalmente mayores siempre que no se supere el umbral de daño del cristal. Puede ser una ventaja utilizar cristales de diamante más cortos en estas condiciones de alta absorción. Para la operación a frecuencias de Stokes en el rango vs = 1700 - 2600 cm-1, (entre aproximadamente 3,8 |im y aproximadamente 5,8 |im), el elevado coeficiente de absorción del diamante en este rango de frecuencias limita la eficiencia de conversión máxima por debajo de un 10%. Hay que tener en cuenta que estas bajas conversiones pueden ser adecuadas para muchas aplicaciones. Se prevén buenas eficiencias máximas (> 10%) para longitudes de onda > 5,5 |im (vs > 1800 cm-1). Estas conclusiones se destacan en función de la longitud de onda y el número de onda en la figura 14.

La generación de Stokes de múltiples órdenes permite que el láser Raman de diamante aumente el desplazamiento de la longitud de onda del láser de bombeo. Por ejemplo, la segunda generación de Stokes proporciona un procedimiento para escalonar la longitud de onda de salida dos veces el desplazamiento Raman del diamante (2665 cm-1) y es relevante para longitudes de onda de bombeo inferiores a 3,75 |im. En principio, esto permite que las fuentes de longitud de onda muy larga se basen en láseres de bombeo de infrarrojos medios. En resonadores externos, se han informado previamente procedimientos para concentrar la salida en el segundo Stokes [véase Mildren, R. P. y otros "Efficient, all-solid-state, Raman laser in the yellow, orange and red", Opt. Express, vol. 12, pgs.

785-790 (2004)], aunque también debe tenerse en cuenta que las medidas para evitar la pérdida de energía por cascada al tercer orden no son necesarias en el presente caso salvo que la longitud de onda de bombeo sea inferior a 2,5 |im.

En la generación de Stokes de múltiples órdenes de longitudes de onda largas, puede ser necesario considerar la dependencia de la ganancia Raman con la longitud de onda de Stokes y la mezcla de cuatro ondas entre la bomba y los campos de Stokes de orden bajo para determinar el umbral. También debe tenerse en cuenta que, aunque las eficiencias de conversión de fotones pueden ser muy elevadas, una eficiencia de conversión basada en la potencia o la energía puede ser bastante baja para la conversión de Stokes de múltiples órdenes debido a la gran energía deducida de cada fotón de bombeo.

El modelo numérico descrito anteriormente proporciona predicciones para un láser Raman de diamante de cavidad externa con muchos parámetros fijos que incluyen longitud de onda de bombeo, longitud del cristal, características de absorción del cristal, duración del pulso de bombeo y valor del acoplador de salida. Estos parámetros se seleccionan en función de estudios breves y no rigurosos de parámetros, que proporcionan las energías de bombeo más bajas necesarias para alcanzar el umbral. Aunque una optimización rigurosa requeriría un análisis detallado y extenso, es útil dar una descripción cualitativa de los efectos de los parámetros clave para ayudar en la selección de los parámetros de diseño (incluyendo diseños de láser de bombeo, material de cristal y resonador), tal como se aprecia en la siguiente Tabla 7:

El modelado numérico de sistemas láser Raman de diamante de infrarrojo medio a lejano indica que un sistema láser práctico para generar luz superior a aproximadamente 5,5 micras (típicamente en el rango de entre aproximadamente 5,5 y aproximadamente 8 micras) es factible utilizando una fuente de bombeo que genere radiación de bombeo en el intervalo de entre aproximadamente 3,2 y aproximadamente 3,8 micras. El modelado numérico también sugiere que una longitud de onda de bombeo para el material Raman de diamante en el rango de entre aproximadamente 3 y aproximadamente 7,5 micras también es factible.

Debido a la transición de absorción de multifonones, el umbral Raman del sistema láser aumenta en la región entre aproximadamente 4 y 5,5 micras. Sin embargo, el modelado sugiere que esto puede superarse con suficientes intensidades y/o disposiciones de bombeo. Por ejemplo, en un sistema láser Raman de bombeo lateral, la absorción de la radiación de bombeo se minimiza debido a las pequeñas profundidades de penetración requeridas, en lugar de en una disposición de bombeo de extremo.

Fuentes de bombeo láser Raman de diamante

Fuentes de bombeo adecuadas para bombear los sistemas láser Raman de diamante de infrarrojo medio a lejano pueden incluir láseres de estado sólido, osciladores paramétricos ópticos, láseres de fibra, láseres de centro de color, etc. [para una revisión de fuentes de láser potenciales en el rango de 3 a 4 micras, véase Sorokina, I. T., Crystalline mid-infrared lasers; in Solid-State Mid-Infrared Laser Sources, Topics in Applied Physics, Springer Berlin / Heidelberg Volumen 892003 DOI 10.1007/3- 540-36491-9_7 pgs. 255-351].

Fuentes de bombeo paramétricas ópticas

Candidatos potenciales para láseres de bombeo pulsado de alta potencia pico incluyen osciladores paramétricos ópticos. KTA [véase, por ejemplo, Rui Fen Wu, y otros, "Multiwatt mid-IR output from a Nd:YALO laser pumped intracavity KTA OPO" Optics Express, vol. 8, Edición 13, pgs. 694-698]) y LiNbO³(véase, por ejemplo, Hideki Ishizuki y Takunori Taira, "High-energy quasi-phase-matched optical parametric oscillation in a periodically poled MgO:LiNbO³device with a 5 mm x 5 mm aperture,", Optar. Lett. 30, 2918-2920 (2005)] son materiales robustos con capacidad probada para energías y potencias significativas. Los osciladores paramétricos ópticos proporcionan un buen acceso a las longitudes de onda de bombeo de interés (por ejemplo, aproximadamente entre 3 y 7,5 micras) y pueden utilizarse para proporcionar una salida de láser Raman de diamante ajustable regulando la longitud de onda de bombeo. Dichos sistemas de oscilador paramétrico óptico pueden comprender etapas adicionales, por ejemplo, etapas de amplificación para asegurar que la potencia máxima de la radiación de bombeo pulsada sea suficiente para obtener el umbral para el sistema de láser Raman de diamante. Ejemplos de tales etapas amplificadoras pueden incluir un amplificador paramétrico óptico.

En base a las predicciones del modelo anteriores, una fuente de bombeo de oscilador paramétrico óptico (OPO) adecuada debe satisfacer los requisitos de longitud de onda (entre aproximadamente 3 y 7,5 |im), energía de pulso (entre aproximadamente 1 mJ y aproximadamente 10 J, duración de pulso (entre aproximadamente 1 y 100 ns), ancho de línea (aproximadamente menor o igual a aproximadamente 2 cm-1) y calidad del haz (brillo). Aunque los OPOs en el rango de entre 3 y 7,5 |im están fácilmente disponibles para aplicaciones tales como detección de gases y contramedidas de defensa, el rendimiento de los sistemas publicados y disponibles no cumplen simultáneamente todos estos requisitos. Sin embargo, los procedimientos y técnicas para desarrollar OPOs con las propiedades requeridas están bien establecidos y entendidos por los expertos en la materia. También hay muchas configuraciones del OPO que probablemente puedan satisfacer los requisitos.

En su forma más básica, como se muestra esquemáticamente en la figura 17, el OPO 1700 comprende un cristal no lineal 1701 con una alta no linealidad de chi-2 (%2) colocado dentro de una cavidad de resonador 1703 y bombeado por una bomba láser 1705 que genera un haz de bombeo 1706 que tiene frecuencia Op. El OPO 1700 genera dos haces denominados haz de señal 1707, que tiene una frecuencia Os y haz inactivo 1709 que tiene la frecuencia o¡, en el que el inactivo tiene la longitud de onda más larga y en el que se cumple la condición de coincidencia de fase Op « Os o¡. El resonador 1703 puede ser de resonancia individual por lo que los reflectores resonadores 1711 y 1713 están adaptados para resonar uno del haz de señal 1707 o el inactivo 1709, de modo que el haz no resonante se emite desde el OPO 1700 como haz de salida 1710, o alternativamente, el resonador puede ser doblemente resonante por lo que los reflectores resonadores 1711 y 1713 están adaptados para resonar tanto el haz de señal 1707 como el inactivo 1709, y el que el reflector de salida 1713 está adaptado para ser parcialmente transmisivo a la frecuencia del haz de señal o bien el inactivo de manera que la parte transmitida del haz resonante se emite desde el OPO 1700 como haz de salida 1710. Para longitudes de onda de salida en el rango de 3-5 micras, el haz de salida deseado será el haz inactivo 1709 cuando se utilizan láseres de bombeo 1705 que tienen una longitud de onda cercana a 1 |im (por ejemplo, una fuente de láser Nd:YAG con una longitud de onda de 1,064 |im. En ambos casos, el reflector de entrada 1711 debería transmitir el haz de bombeo 1706 al resonador 1703 para bombear el cristal no lineal 1701.

Materiales no lineales 1701 de ejemplo incluyen materiales robustos tales como KTP, KTA y niobato de litio. El KTA se utiliza con preferencia a KTP para potencias promedio elevadas debido a una menor absorción en la región de longitud de onda del IR medio. También pueden utilizarse materiales no lineales tales como el fosfuro de zinc y germanio y AgGaSe². Sin embargo, escalar a las potencias máximas necesarias puede ser más difícil debido al umbral de daño más bajo de estos materiales no lineales y, además, estos materiales tienen el inconveniente de que no pueden bombearse a longitudes de onda de menos de 2 micras, lo que excluye el uso de fuentes láser de bombeo estándar, tales como láseres de estado sólido dopados con Nd. Los materiales KTP, KTA y niobato de litio pueden ser periódicamente polarizados para permitir acceso a no linealidades más elevadas.

La eficiencia de los OPOs es típicamente de entre un 40 y un 70% cuando se considera el número de fotones de salida como una fracción de fotones de bombeo. La energía de salida en el haz de salida 1710 puede aumentarse aumentando la energía en el haz de bombeo 1706. Sin embargo, para evitar daños ópticos a los elementos de la fuente OPO, puede ser necesario aumentar también el tamaño del haz de bombeo 1706 (es decir, la cintura del haz) en el material no lineal 1701.

El ancho de línea y la calidad del haz del haz de salida 1710 de las fuentes de bombeo OPO, en general, no cumplirán los requisitos para bombear un láser Raman de diamante tal como se ha descrito anteriormente, salvo que el sistema se diseñe cuidadosamente. El ancho de línea está determinado por el ancho de banda de la óptica del resonador y las condiciones de coincidencia de fase en el cristal no lineal 1701 (pero no será mayor que la suma del ancho de línea de bombeo y el otro haz de señal/inactivo). El ancho de línea del haz de salida 1710 puede limitarse restringiendo el rango de frecuencias del haz de bombeo 1706 y el haz de señal 1707 o bien inactivos 1709 tal como es bien conocido por el experto. Esto se consigue a menudo mediante el uso de elementos selectivos de línea adicional dentro del resonador OPO 1703 tales como una rejilla, prisma o etalón (no mostrado).

En disposiciones alternativas, tal como apreciaría el experto, el OPO 1700 y la fuente de haz de bombeo 1705 pueden compartir el mismo resonador con lo que a menudo se denomina OPO intracavitario. Esto se utiliza a menudo en sistemas de alta frecuencia de pulso para permitir una conversión eficiente a baja energía de pulso. Cuando se escala energía de salida en el haz de salida del OPO mediante el escalado del tamaño del punto del haz de bombeo en el material no lineal, a menudo resulta difícil mantener una alta calidad del haz. Además, el escalado de salida de OPO de ancho de línea estrecho también es difícil debido al umbral de daño típicamente bajo de los elementos selectivos de línea (por ejemplo, rejillas, prismas o etalones). Un buen procedimiento para superar estos problemas es utilizar un OPO 1810 sembrado inyectado tal como se muestra esquemáticamente en la figura 18A o un amplificador paramétrico óptico (OPA) 1820 tal como se muestra esquemáticamente en la figura 18B. Al sembrar OPO u OPA (1817, 1827 respectivamente) con un haz de semilla (1814, 1824 respectivamente) de una fuente de semillas de oscilador maestro (1813, 1823 respectivamente), la calidad del haz y las propiedades espaciales de la salida (1819, 1829 respectivamente) del OPO se asemejan más a las del haz semilla (1814, 1824 respectivamente). Cada uno de los sistemas OPO descritos aquí también puede incluir opcionalmente una etapa de amplificación en la salida (por ejemplo, un amplificador paramétrico óptico), para aumentar la potencia óptica disponible para bombear los sistemas láser Raman de diamante descritos aquí.

El funcionamiento del láser de bombeo a una tasa de repetición baja también puede ser ventajoso para aumentar la potencia pico óptica en el haz de bombeo. El láser semilla o el oscilador maestro (1813, 1823 respectivamente) a menudo es un OPO bombeado por el mismo láser de bombeo que el OPO u OPA de "potencia" principal, pero podría ser un láser separado. Una ventaja de las disposiciones ^oP^osembradas por inyección es que son posibles ganancias mucho mayores, de modo que se requieren energías de inyección muy bajas.

Existen muchos ejemplos de OPOs con características de rendimiento cercanas a los requisitos para bombear los sistemas de láseres Raman de diamante de infrarrojo medio a lejano descritos en el presente documento. Por ejemplo:

Das [S. Das, IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 45, n° 9, septiembre de 2009] describe un buen ejemplo de un OPO KTA bombeado de 1064 nm, con una conversión del 10% a 3,5 micras, energías de pulso de 2-5 mJ, duración de pulso de 10 ns y anchos de línea de 0,5-2 cm-1.

Wu [Rui Fen Wu, y otros, "Multiwatt mid-IR from a Nd:YALO laser pumped intracavity KTA OPO" Optics Express, vol.

8, Edición 13, pgs. 694-698] también describe un ejemplo de un KTA OPO intracavitario de 3,5 micras que funciona con una potencia media de 4 W, que puede modificarse para que sea adecuado para bombear láseres Raman de diamante y mejorar aumentando la energía del pulso. Esto podría lograrse, por ejemplo, disminuyendo la tasa de repetición de pulsos y reduciendo el ancho de línea incluyendo un elemento selectivo de línea.

Johnson [B. C. Johnson, V. J. Newell, J. B. Clark, y E. S. McPhee, J. Opt. Soc. Am. B/Vol. 12, p2122 (1995)] muestra un OPO de potencia sembrada por inyección que funciona simultáneamente con alta energía de pulso, ancho de línea estrecho y alta calidad de haz de salida. El diseño de Johnson podría modificarse para que sea adecuado para generar las longitudes de onda de infrarrojo medio requeridas aplicando los principios de diseño que se describen aquí a un sistema OPO de infrarrojo medio.

En la figura 18C se muestra esquemáticamente un ejemplo de un diseño práctico sugerido de una fuente de bombeo OPO 1830 con un haz de salida 1840 destinado a satisfacer los requisitos de ancho de línea, calidad del haz y potencia máxima para bombear un sistema de láser Raman de diamante de infrarrojo medio a lejano descrito aquí. El esquema muestra una única fuente de láser pulsado Nd;YAG 1831 adaptada para generar pulsos de bombeo de 10 ns bombeando una semilla OPO 1833 de ancho de línea estrecho y una potencia OPO 1835 que tiene una cavidad de resonador inestable. Un resonador inestable tiene la ventaja en sistemas láser de generar una mejor calidad de haz.

Las técnicas descritas anteriormente pueden adaptarse para crear fuentes de bombeo láser Raman de diamante adecuadas con una longitud de onda en el intervalo de 5-7,5 micras.

Fuentes de bombeo láser de estado sólido

Tal como se ha mencionado anteriormente, una fuente de láser de estado sólido con longitud de onda y características ópticas adecuadas - es decir, longitud de onda entre 3 y 7,5 pm, una energía de pulso entre aproximadamente 1 mJ y aproximadamente 10 mJ, una duración de pulso entre aproximadamente 1 y 20 ns, un ancho de línea aproximadamente menor o igual a aproximadamente 10 cirr1 (también puede emplearse, por ejemplo, entre aproximadamente 0,1 y aproximadamente 10 cirr1 - para anchos de línea inferiores a aproximadamente 0,1 cirr1, un estrechamiento activo de la línea) y una buena calidad (brillo) de haz - también puede utilizarse para bombear los sistemas láser Raman de diamante descritos aquí. Por ejemplo, el Er:YAG es un material láser ampliamente utilizado que genera alta energía y alta potencia cerca de 2,9 micras, y puede operarse por conmutación Q para generar altas potencias pico. Un ejemplo de fuente con una longitud de onda de bombeo de aproximadamente 3,8 pm puede realizarse mediante desplazamiento Raman de un láser Er:YAG utilizando el desplazamiento Raman de 768 cirr1 de tungstato de gadolinio y potasio (KGW) para dar una salida convertida a Raman del sistema de láser Raman de diamante de aproximadamente 7,5 pm. Otras longitudes de onda cercanas son posibles cambiando la composición del host láser Er láser (por ejemplo, Er:YSGG) o el material Raman de tungstato en la fuente de bombeo. Otras fuentes potenciales de luz de bombeo de 3 a 4 micras incluyen la salida desplazada Raman de láseres dopados con holmio y tulio (que son buenas fuentes de luz láser de bombeo de cerca de 2 micrones). El material de láser de holmio Cr:Tm:Ho:YAG puede operarse en modo por conmutación Q para generar altas potencias pico a 2,1 micras, que pueden tener un desplazamiento Raman después para proporcionar una longitud de onda de bombeo en el rango de 3 a 4 micras.

También pueden desarrollarse otras fuentes de bombeo de estado sólido con longitudes de onda de salida en el rango de entre aproximadamente 3 ^m y aproximadamente 7,5 pm utilizando combinaciones adecuadas de materiales láser dopados con tierras raras, es decir, un material anfitrión de estado sólido (vidrio, cristal, polímero, o material cerámico) dopado con un lantánido (por ejemplo, erbio, holmio, tulio, praseodimio, iterbio) u otro ion de impurezas adecuado (por ejemplo, cerio), junto con materiales no lineales y/o activos Raman en estado sólido adecuados para convertir la salida de láser fundamental del material láser a una longitud de onda en el rango deseado para el bombeo del sistema de láser Raman de diamante. El experto seleccionaría fácilmente combinaciones de materiales adecuadas. Sin embargo, es necesario también que la fuente de bombeo cumpla los requisitos de calidad del haz de bombeo tal como se ha descrito anteriormente en relación con el modelado de los sistemas de láser Raman de diamante para un funcionamiento eficiente de los mismos.

Los sistemas de láser Raman de diamante y los procedimientos de funcionamiento descritos aquí, y/o mostrados en los dibujos, se presentan únicamente a modo de ejemplo y no son limitativos en cuanto al alcance de la invención.

Claims

REIVINDICACIONES

1. Sistema láser Raman de estado sólido, que comprende:

una fuente de bombeo para generar un haz de entrada que tiene una primera longitud de onda en el rango entre 3 micras y 7,5 micras, en el que la fuente de bombeo está adaptada para generar un haz de bombeo pulsado que comprende pulsos de bombeo a una intensidad de entre aproximadamente 0,1 GW/cm2 y aproximadamente 60 GW/cm2 y un ancho de pulso entre aproximadamente 1 ns y 100 ns; y

un material Raman de diamante de estado sólido;

estando adaptado el sistema láser para generar un haz de salida con desplazamiento Raman que tiene una segunda longitud de onda en el rango de entre 5,5 y 100 micras y siendo el lado de longitud de onda larga de una banda de absorción de dos fonones en el material Raman de diamante de estado sólido que absorbe fuertemente en el rango de aproximadamente entre 3,8 micras y 6,0 micras, presentando el material Raman de diamante de estado sólido un contenido de impurezas de nitrógeno entre 0,1 ppb y 10000 ppb.

2. Sistema láser de acuerdo con la reivindicación 1, caracterizado por el hecho de que el haz de entrada se convierte en el material Raman a la segunda longitud de onda.

3. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones 1 o 2, caracterizado por el hecho de que el haz de salida con desplazamiento Raman tiene una longitud de onda correspondiente a un primer desplazamiento de Stokes en el material Raman.

4. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones 1, 2 o 3, caracterizado por el hecho de que comprende un disipador de calor que está en contacto térmico con el material Raman de diamante, en el que un enfriamiento del material Raman de diamante por debajo de la temperatura ambiente minimiza interacciones multifonónicas en el material Raman de diamante y reduce un coeficiente de absorción del material.

5. Sistema láser de acuerdo con la reivindicación 1, caracterizado por el hecho de que el sistema de láser Raman de estado sólido es un sistema de láser Raman de estado sólido de infrarrojo medio a lejano que comprende:

una cavidad de resonador que comprende: un reflector de entrada adaptado para ser altamente transmisivo para admitir el haz de entrada con la primera longitud de onda en la cavidad del resonador;

el material Raman de diamante de estado sólido situado en la cavidad del resonador para desplazar en Raman el haz de entrada y generar la segunda longitud de onda; y

un reflector de salida adaptado para ser parcialmente transmisivo de luz con la segunda longitud de onda para resonar la segunda longitud de onda en el resonador y para emitir el haz de salida, estando adaptado, además, el reflector de entrada para ser altamente reflectante en la segunda longitud de onda para resonar la segunda longitud de onda en el resonador.

6. Sistema láser de acuerdo con la reivindicación 5, caracterizado por el hecho de que el reflector de salida es transmisivo entre aproximadamente un 1% y aproximadamente un 80% en la segunda longitud de onda.

7. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones 5 o 6, caracterizado por el hecho de que el material Raman es un material Raman no dopado.

8. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones 5 a 7, caracterizado por el hecho de que el material Raman es un material de diamante monocristalino o un material de diamante isotópicamente puro.

9. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones 5 a 8, caracterizado por el hecho de que el sistema láser es un sistema láser de onda continua, en el que la cavidad del resonador es una cavidad del resonador de alta finura para luz en la segunda longitud de onda, siendo la finura de la cavidad del resonador en la segunda longitud de onda mayor que 100.

10. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones anteriores, caracterizado por el hecho de que la segunda longitud de onda es una longitud de onda de Stokes de primer orden, o una longitud de onda de Stokes de segundo orden o cualquier combinación de las mismas.

11. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones anteriores, caracterizado por el hecho de que el sistema láser es un sistema láser de bombeo lateral o un sistema láser de bombeo no colineal.

12. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones anteriores, caracterizado por el hecho de que la primera longitud de onda deriva de una fuente de láser de bombeo seleccionada del grupo de: un oscilador paramétrico óptico, un láser de tulio con desplazamiento Raman de estado sólido, un láser de holmio de estado sólido con desplazamiento Raman, y un láser de erbio de estado sólido con desplazamiento Raman.

13. Sistema láser de acuerdo con la reivindicación 5, caracterizado por el hecho de que el material Raman comprende una guía de ondas para guiar luz en la primera y/o la segunda longitud de onda en la cavidad del resonador.

14. Sistema láser de acuerdo con la reivindicación 5, caracterizado por el hecho de que el resonador está adaptado para introducir un haz de entrada con una longitud de onda inferior a 3,2 micras, comprendiendo el sistema láser, además, un material láser situado en la cavidad del resonador para generar la primera longitud de onda en el rango de entre 3 a 7,5 micras, en el que el material láser está adaptado para ser bombeado por el haz de entrada.

15. Sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones anteriores, caracterizado por el hecho de que la primera longitud de onda deriva de una fuente regulable de manera que la segunda longitud de onda puede regularse ajustando la primera longitud de onda.

16. Procedimiento para generar un haz de infrarrojo medio a lejano en un sistema láser Raman de estado sólido que comprende:

proporcionar una cavidad de resonador que comprende: un reflector de entrada adaptado para ser altamente transmisor de luz de una primera longitud de onda en el rango de entre aproximadamente 3 y aproximadamente 7,5 micras para admitir un haz de entrada con la primera longitud de onda en la cavidad del resonador; un material Raman de diamante de estado sólido situado en la cavidad del resonador para un desplazamiento Raman del haz de entrada y generar una segunda longitud de onda, en el que la segunda longitud de onda se encuentra en el rango de entre 5,5 y 100 micras;

cuya segunda longitud de onda se encuentra en un lado de longitud de onda larga de una banda de absorción de dos fonones en el diamante que absorbe fuertemente en el rango de aproximadamente entre 3,8 micras y 6,0 micras; presentando el material Raman de diamante de estado sólido un contenido de impurezas de nitrógeno entre 0,1 ppb y 10000 ppb; y un reflector de salida adaptado para ser parcialmente transmisivo para la segunda longitud de onda para resonar la segunda longitud de onda en el resonador y para emitir un haz de salida, estando adaptado el reflector de entrada, además, para ser altamente reflectante en la segunda longitud de onda para resonar la segunda longitud de onda en el resonador;

dirigir un haz de entrada con la primera longitud de onda al interior de la cavidad del resonador e incidente sobre el material Raman induciendo así una dispersión Raman estimulada en el material Raman y generando la segunda longitud de onda; el haz de entrada comprende pulsos a una intensidad entre aproximadamente 0,1 GW/cm2 y aproximadamente 60 GW/cm2 y un ancho de pulso entre aproximadamente 1 ns y 100 ns; y emitir el haz de salida con la segunda longitud de onda desde la cavidad del resonador.

17. Procedimiento de teledetección que comprende:

disponer un sistema láser de acuerdo con cualquiera de las reivindicaciones 1 a 15;

proporcionar un haz de entrada con una primera longitud de onda en el intervalo de entre aproximadamente 3 y aproximadamente 7,5 micras;

dirigir el haz de entrada hacia la cavidad del resonador e incidente sobre el material Raman induciendo así una dispersión Raman estimulada en el material Raman y generando un haz en la segunda longitud de onda que tiene una segunda longitud de onda en el intervalo de entre aproximadamente 5,5 micras y aproximadamente 100 micras;

emitir la segunda longitud de onda desde la cavidad del resonador como un haz de salida;

dirigir el haz de salida hacia un objeto o hacia un entorno donde se sospecha que se encuentra un objeto o sustancia ambiental;

detectar radiación retrodispersada del objeto o sustancia ambiental; y

procesar la radiación detectada detectando así la presencia o ausencia del objeto o sustancia ambiental.