ES2924922T3

ES2924922T3 - Control de oscilaciones de relajación en osciladores paramétricos ópticos intracavidad

Info

Publication number: ES2924922T3
Application number: ES20157793T
Authority: ES
Inventors: Malcolm Harry Dunn; David James Mark Stothard; Cameron Francis Rae
Original assignee: M Squared Lasers Ltd
Current assignee: M Squared Lasers Ltd
Priority date: 2008-07-31
Filing date: 2009-07-30
Publication date: 2022-10-11
Anticipated expiration: 2029-07-30
Also published as: CA2731163A1; US8830565B2; EP2662940A2; EP3754797A1; EP2308141A2; EP2662940A3; WO2010013003A3; CA2731163C; WO2010013003A2; GB0813980D0; US20110116158A1; EP3754797B1

Abstract

Un oscilador paramétrico óptico intracavitario. El oscilador incluye medios (30) para proporcionar una pérdida no lineal para suprimir las oscilaciones de relajación. (Traducción automática con Google Translate, sin valor legal)

Description

DESCRIPCIÓN

Control de oscilaciones de relajación en osciladores paramétricos ópticos intracavidad

La presente invención se refiere a un sistema de oscilador paramétrico óptico y, en particular, un oscilador paramétrico óptico intracavidad.

Antecedentes de la Invención

Los osciladores paramétricos ópticos (OPO) utilizan la conversión de frecuencia paramétrica en un cristal no lineal para convertir la luz a una longitud de onda corta fija en salidas sintonizables a longitudes de onda más largas. Más específicamente, los OPO toman un fotón de alta energía, es decir, de longitud de onda corta, y dividen su energía entre dos fotones de menor energía recién generados, es decir, de longitud de onda más larga. El fotón de entrada es llamado de bomba y las dos salidas se denominan típicamente longitud de onda de la señal y longitud de onda inactiva, por convención habitual la longitud de onda de la señal es la más corta de las dos longitudes de onda. Para que un OPO funcione, la cavidad en la que se encuentra generalmente será resonante y tendrá una baja pérdida en la longitud de onda de la señal y/o en la longitud de onda inactiva y el cristal no lineal tiene que corresponderse en fase para generar luz de manera eficiente a la longitud de onda correcta.

Los OPO son fuentes flexibles de radiación coherente que se pueden sintonizar a través de anchos de banda sustanciales en las regiones espectrales ultravioleta, visible e infrarroja. Ejemplos de OPO se describen en los artículos "Continuous-wave, singly-resonant intra-cavity optical parametric oscillator based on periodically- poled LiNbO3", de Turnbull y col., Electronics Letters 33(21 ), páginas 1817-1818 (1997); "Widely Tunable all-solid-state optical parametric oscillator for the visible and near infrared" de Cui y col., Optics Letters 18(2), páginas 122-124 (1993), y "Tunable ultraviolet optical parametric oscillator for differential absorption Sidar measurements of tropospheric ozone" de Fix y col., Applied Physics B 75(2-3), páginas 153- 163 (2002).

Los OPO se han operado en muchas escalas de tiempo desde el pulso de femtosegundo hasta la onda continua verdadera. En el caso de este último, el advenimiento de nuevos materiales no lineales, en particular materiales no lineales de polos periódicos, ha dado lugar a que estos dispositivos se conviertan en fuentes prácticas. Los OPO de polos periódicos comprenden material no lineal en el que la estructura de dominio de cristal se invierte periódicamente, como se muestra en la Figura 1. Al variar la periodicidad del patrón de dominio en el cristal, se pueden cambiar la longitud de onda exacta de la señal y la longitud de onda exacta inactiva, que se corresponden en fase con una longitud de onda de bombeo dada. En la práctica, los dominios se pueden invertir periódicamente mediante la aplicación de un alto voltaje a través del cristal mediante un electrodo con patrón.

A pesar del advenimiento de materiales no lineales con polos periódicos, aún existen problemas con la practicidad de los OPO. Un problema particular, que restringe el desarrollo de dispositivos compactos/en miniatura, es que se requieren potencias de bombeo sustanciales para que el oscilador paramétrico alcance el umbral. Una solución al problema de umbral alto es colocar el oscilador paramétrico óptico dentro de la cavidad del láser de bombeo. Este tipo de dispositivo se conoce como oscilador paramétrico óptico intracavidad. Dicho dispositivo ha sido descrito por varios autores, ver en particular "Continuous-wave, singly-resonant, inter-cavity parametric oscillator" de Colville y col., Optics Letters 22(2), páginas 75-77 (1997); "Optical parametric devices and processes" de Ebrahimzadeh, JOSA B 16(9), página 1477 (1999); "Parametric generation of tunable light from continuous-wave to femtosecond pulses" de Dunn y col., Science 286(5444), páginas 1513-1517 (1999), e "Internal optical parametric oscillators", de Oshman y col., IEEE, J. Quantum Electronics Q^e-4, páginas 491-502 (1968).

La Figura 2 muestra un ejemplo de un oscilador paramétrico óptico intracavidad conocido. Este tiene una disposición de bomba láser que tiene un diodo láser semiconductor 10, una lente 12 y un medio de ganancia 14, hacia el cual se dirige la radiación del diodo láser semiconductor 10. La lente 12 se proporciona para hacer corresponder idealmente el perfil espacial de la radiación del diodo láser 10 con el tamaño del modo, preferentemente el modo fundamental, de la radiación en el chip de ganancia 14. Como ejemplo específico, el medio de ganancia láser 14 es neodimio:vanadato, y el diodo láser semiconductor 10 está adaptado para suministrar un vatio de potencia óptica a 809 nanómetros, que es una fuerte característica de absorción de neodimio:vanadato.

En una superficie posterior del medio de ganancia 14, e integral con este, se encuentra un material reflectante que define un primer espejo 16. Frente al medio de ganancia 14 hay una segunda superficie reflectante 18. Entre el medio de ganancia láser 14 y la segunda superficie reflectante 18, y a lo largo de un eje óptico de los mismos, se encuentran en secuencia una lente 20, un divisor de haz 22 y un material no lineal 24, en este caso un cristal de niobato de litio con polos periódicos (NLPP) que tiene aproximadamente 50 mm de longitud y tiene un período de rejilla de 29,3 micrones. El propósito de la lente 20 es permitir que se obtengan los tamaños de modo apropiados en el medio de ganancia láser 14 y el material no lineal 24, cuando se utiliza en asociación con el primer y el segundo espejos 16 y 18. Fuera del eje óptico principal se proporciona un tercer espejo 26, que se coloca de modo que la luz reflejada desde el divisor de haz 22 se dirija hacia el mismo

Cada uno del primer y el segundo espejos 16 y 18 es altamente reflectante en la longitud de onda de la luz, la radiación de bombeo, emitida desde el medio de ganancia láser 14. El divisor de haz 22 es altamente transmisor en la radiación de bombeo de modo que permite que la luz emitida desde el medio de ganancia 14 pase a través de él y hacia el material no lineal 24, mientras que al mismo tiempo es altamente reflectante a las ondas reducidas emitidas desde el material no lineal 24 para reflejar dicha radiación ya sea hacia el tercer espejo 26 o de vuelta hacia el material no lineal 24. Se apreciará que existe un número de combinaciones de reflectividades en la longitud de onda de la señal y la longitud de onda inactiva del segundo y tercer espejos dependiendo de cuál de ambas son las ondas resonantes. En este caso, el segundo espejo 18 es totalmente reflectante en la longitud de onda de la señal y totalmente transmisivo en la longitud de onda inactiva de modo que se pueda obtener una salida. El tercer espejo es totalmente reflectante para la luz reducida emitida por el material no lineal.

Como se apreciará, la disposición de la Figura 2 tiene dos cavidades acopladas, a saber, una cavidad de bombeo láser definida por la trayectoria óptica entre el primer y el segundo espejos 16 y 18, en la que el elemento no lineal 24 está ubicado junto con el medio de ganancia del láser de bombeo 14 en sí, y una segunda cavidad, definida por la trayectoria óptica entre el segundo y el tercer espejos 18 y 26, que está asociada con la onda de la radiación coherente reducida generada por el material no lineal 24.

Cuando se utiliza la disposición de la Figura 2, la estimulación del material no lineal 24 por el láser de bombeo 14 hace que se inicie un procedimiento de reducción paramétrica óptica y, por lo tanto, genera un par de ondas, una de señal y la otra inactiva. En la práctica, se ha encontrado que la estabilidad a corto plazo (x10-6-x10-3 segundos) del campo de bombeo intracavidad es pobre cuando este procedimiento de reducción está presente.

Esto se puede observar en la Figura 3, que muestra la estabilidad temporal registrada por un fotodiodo que tiene un tiempo de respuesta significativamente menor que el período de oscilación. También se muestra en la Figura 3 la estabilidad del campo de bombeo dentro de la cavidad cuando el procedimiento de reducción proporcionado por el oscilador paramétrico óptico se inhibe, por ejemplo, mediante la colocación de un obturador entre el divisor de haz 22 y el tercer espejo 26. Se observa que en este caso el campo de bombeo presenta un funcionamiento estable. Por lo tanto, la inclusión del oscilador paramétrico intracavidad dentro de la cavidad láser modifica significativamente la dinámica del campo de bombeo intracavidad en forma de comportamiento de la oscilación de relajación, más notablemente el período y el tiempo de desintegración de estas oscilaciones.

Como es bien sabido, la aparición de oscilaciones de relajación puede resultar gravemente perjudicial para el funcionamiento de un oscilador paramétrico óptico como una fuente estable en términos tanto de amplitud como de estabilidad de frecuencia de la radiación coherente generada. Esto se discute en los artículos "Continuous-wave intracavity optical parametertric oscillators: an analysis of power characteristics", de Turnbull y col., Applied Physics B 66, páginas 701-710 (1998) y "Transient dynamics of CW if intracavity single resonant optical parametertric oscillators", de Turnbull y col., Ie Ee , Journal of Quantum Electronics 35(11), páginas 1666- 1672 (1999).

Las oscilaciones de relajación son ampliamente conocidas en dispositivos láser. Se producen en particular cuando la vida útil del nivel del láser superior excede el tiempo de desintegración de la radiación coherente en la cavidad pasiva del láser. Por ejemplo, tales relajaciones son ampliamente conocidas en el caso de láseres de neodimio y láseres semiconductores, ver "Output fluctuations of CW-pumped Nd: YAG lasers", de Koechner, IEEE Journal of Quantum Electronics QE-8(7), páginas 656-661 (1972), y "Relaxation oscillations in quasi-single-mode semiconductor lasers", de Zaibel y col., IEEE Journal of Quantum Electronics 3(9), páginas 2081-2086 (1994). Sin embargo, en el caso de los osciladores paramétricos ópticos intracavidad, donde dos cavidades acopladas están involucradas en la dinámica del dispositivo, se ha demostrado, tanto experimental como teóricamente, que los efectos de las oscilaciones de relajación son particularmente graves; ver referencias anteriores a Turnbull y col. Estas oscilaciones de relajación pueden ser activadas por muchos mecanismos diferentes, por ejemplo, efectos térmicos en el medio no lineal y retroalimentación interferométrica.

Resumen de la Invención

Según un aspecto de la presente invención, se proporciona un sistema de oscilador paramétrico óptico intracavidad que incluye medios para proporcionar una pérdida no lineal para suprimir las oscilaciones de relajación como se define en la reivindicación independiente 1. Las realizaciones preferidas de la invención se definen en las reivindicaciones dependientes.

Al incluir un medio para producir una pérdida no lineal, además de la proporcionada por el funcionamiento normal del propio oscilador paramétrico óptico, las oscilaciones de relajación se pueden reducir o eliminar por completo. Esto significa que la salida del OPO intracavidad se puede estabilizar.

Esto es ventajoso.

Los medios para proporcionar una pérdida no lineal pueden mezclar con frecuencia el campo de bombeo intracavidad y el campo de resonancia intracavidad del OPO.

Los medios para proporcionar una pérdida no lineal pueden generar un segundo armónico del campo resonante intracavidad del OPO.

Los medios para proporcionar una pérdida no lineal pueden comprender un cristal casi correspondiente en fase. Una ventaja de esto es que al variar la temperatura del cristal se puede controlar la cantidad de pérdida. Preferentemente, el cristal casi correspondiente en fase es un cristal no lineal con polos periódicos.

Los medios para proporcionar una pérdida no lineal pueden ser parte o parte integral del material o cristal de reducción del oscilador paramétrico óptico.

Breve Descripción de los Dibujos

La Figura 4 es un diagrama esquemático de un primer OPO intracavidad, en la que las oscilaciones de relajación se suprimen sustancialmente usando un elemento no lineal;

La Figura 5(a) es una sección a través de un cristal no lineal casi correspondiente en fase, con rejilla estándar, para su uso en un sistema de OPO intracavidad, el patrón de rejilla está adaptado para suprimir sustancialmente las oscilaciones de relajación;

La Figura 5(b) es una sección a través de un cristal no lineal casi correspondiente en fase, con una rejilla en abanico, para su uso en un sistema de OPO intracavidad, el patrón de rejilla se adapta para suprimir sustancialmente las oscilaciones de relajación

La Figura 6(a) muestra el comportamiento de la oscilación de relajación de un láser

La Figura 6(b) muestra el comportamiento de la oscilación de relajación de un oscilador paramétrico intracavidad que usa el láser de la Figura 6(a) como una bomba;

La Figura 6(c) muestra el comportamiento de la oscilación de relajación del oscilador cuando un

elemento inductor de pérdida no lineal se colocó en la cavidad de bombeo, como se muestra en la Figura 4; La Figura 7(a) muestra el espectro de amplitud de un oscilador paramétrico óptico intracavidad sin la inclusión del elemento inductor de pérdida no lineal;

La Figura 7(b) muestra el espectro de amplitud de un oscilador paramétrico óptico intracavidad con la inclusión del elemento inductor de pérdida no lineal.

La Figura 8 muestra la caída en la potencia reducida, que resulta de la inclusión del elemento inductor de pérdida no lineal.

La Figura 9 es un diagrama esquemático de otro OPO intracavidad, en el que las oscilaciones de relajación son suprimidas sustancialmente, y

La Figura 10 es un diagrama esquemático de una modificación del OPO intracavidad de la Figura 4.

Descripción Detallada de los Dibujos y Realizaciones

La Figura 4 muestra un oscilador paramétrico óptico intracavidad basado en un láser de neodimio:vanadato. La disposición de la Figura 4 es esencialmente la misma que la de la Figura 2, excepto que en este caso se inserta un elemento adicional no lineal inductor de pérdida 30 en la cavidad de bombeo entre el medio de ganancia de láser 14 y el divisor de haz. Más específicamente, según un ejemplo no cubierto por el alcance reivindicado, el elemento no lineal se inserta entre el medio de ganancia 14 y la primera lente 20, pero también puede situarse entre la primera lente 20 y el divisor de haz 22. El elemento no lineal adicional 30 tiene que proporcionar una pérdida que varía con la intensidad de campo óptico relevante a una potencia mayor que uno, es decir, tiene que proporcionar un mecanismo de pérdida por el cual la cantidad de pérdida experimentada por el campo óptico relevante no varía linealmente (es decir, varía super-linealmente) con la intensidad de ese campo óptico.

El elemento 30 puede ser cualquier dispositivo o cristal adecuado y puede ser, por ejemplo, un cristal casi correspondiente en fase o un cristal que permite un procedimiento de correspondencia de fase birrefringente tipo I. La inclusión de un elemento no lineal en la cavidad de bombeo proporciona una pérdida no lineal instantánea en forma de duplicación de frecuencia de la onda de bombeo fundamental. La incorporación de esta pérdida no lineal adicional suprime las oscilaciones de relajación, con solo un modesto sacrificio de potencia/intensidad de salida reducida del oscilador paramétrico óptico, es decir, con solo un pequeño sacrificio de la potencia de salida sintonizable útil del oscilador paramétrico óptico como se muestra en la Figura 7.

Si bien la Figura 4 muestra la pérdida no lineal introducida como un elemento no lineal óptico discreto 30 en la cavidad de bombeo, se apreciará que se pueden utilizar varias otras opciones para proporcionar esta pérdida no lineal. Por ejemplo, la pérdida no lineal es según la invención proporcionada dentro del mismo elemento no lineal 24 del oscilador paramétrico óptico. Esto podría lograrse de varias maneras, pero en el caso de un elemento con polos periódicos puede, por ejemplo, implicar tener una sección del elemento con polos, para que se corresponda en fase con el procedimiento no lineal que se requiere para el propósito de estabilización. Un ejemplo de esto se muestra en la Figura 5(a), en la que una primera sección 32 del OPO con polos periódicos tiene una periodicidad que se adapta para generar las ondas reducidas requeridas, y la segunda sección 34 tiene otra periodicidad diferente que se adapta para suprimir las oscilaciones de relajación. Una ventaja de esta opción es que el número de superficies se puede mantener al mínimo, lo que tiende a reducir las pérdidas ópticas. Las técnicas para fabricar cristales con polos periódicos son bien conocidas y, por lo tanto, no se describirán en detalle en esta invención.

La Figura 5(b) muestra un esquema casi correspondiente en fase de una región dual similar como se describe en la Figura 5(a), excepto que aquí el período de la rejilla que resulta en la reducción del campo de bombeo a ondas de señal e inactiva es de un diseño en abanico. En este caso, la temperatura del cristal variaría para controlar la cantidad de pérdida no lineal asociada con la supresión de la oscilación (cambiando la eficiencia de la condición de correspondencia de fase en la región 34) y controlar las longitudes de onda de la señal reducida y las ondas inactivas cambiando el período de correspondencia de fase en la región 35 por variaciones en la posición lateral del cristal con respecto a la bomba resonante y la onda reducida que se propaga dentro de ella.

El oscilador de la Figura 4, que no está dentro del alcance de la invención, ha sido probado experimentalmente. Para este propósito, la fuente de bombeo 10 utilizada fue un diodo láser 3W CW Montaje C estabilizado termoeléctricamente con un área de emisión de 200x1 |jm2. La salida de longitud de onda del diodo se ajustó estrechamente al colector de absorción pico del Nd:YVO4 mediante una cuidadosa selección y estabilización de la temperatura. Las lentes de colimación 12, que estaban recubiertas para antirreflejo en la longitud de onda de bombeo del diodo, se utilizaron primero para colimar la luz del diodo de bombeo y a continuación enfocarla en la cara trasera del Nd:YVO414, formando un volumen bombeado con un radio de ~65pm. El cristal Nd:YVO4 cortado en C fue dopado al 1 % en Nd y tenía dimensiones de 3x3x1 mm3, su cara bombeada 16 estaba recubierta para ser antirreflectante a la longitud de onda de bombeo del diodo y altamente reflectiva a la longitud de onda de bombeo del OPO de 1,064pm, definiendo así un extremo de la cavidad láser de bombeo. Su faceta de intracavidad está recubierta para antirreflexión para el campo de circulación de 1,064pm. Aunque el espejo recubierto en el cristal Nd:YVO4 es plano, los efectos térmicos debidos a la absorción del campo de bombeo del diodo inducen un radio efectivo de curvatura de ~ 75-100mm cuando se bombea a 3W.

Se incluyó un cristal 30 de triborato de litio (LBO) recubierto para antirreflexión (a 1,064pm) de dimensiones 3x3x20mm 3 en la sección solo bomba colimada de la cavidad con el propósito de generación de segundo armónico (GSA) (duplicación de frecuencia). Se mantuvo dentro de un horno con temperatura estabilizada cuya temperatura puede variar para que el cristal entre y salga de su condición de correspondencia de fase de GSA. De esta manera, el efecto del procedimiento de duplicación de frecuencia sobre el tiempo de amortiguación de la oscilación de relajación se puede determinar simplemente variando la temperatura del cristal. El haz de bombeo de circulación débilmente enfocado tenía un radio de aproximadamente 110pm dentro del cristal de LBO. Cuando la temperatura del cristal de LBO se estableció en la condición de correspondencia de fase óptima para duplicar la frecuencia, la potencia de circulación de 1,064pm (con la cavidad del OPO bloqueada) cayó en ~ 9,5 %.

La lente intracavidad 20 fue recubierta para antirreflexión a 1,064pm. Tenía una distancia focal de 38 mm, que servía para formar una cintura de bombeo con el espejo del extremo 18 (radio de curvatura de 30 mm) en el cristal no lineal 24. También desensibiliza la cavidad de los efectos de la lente inducida térmicamente que se forma en el cristal no lineal (NLC) a medida que aumenta la potencia de bombeo de circulación. La distancia entre el espejo y la lente intracavidad se eligió de modo que la cavidad de bombeo permaneciera estable en un gran intervalo de radios de curvatura efectivos inducidos térmicamente en el medio de ganancia láser, para corresponderse eficientemente con el campo circulante en el volumen bombeado por el diodo y para actuar como un 'lastre' óptico en la cavidad para compensar la lente que se induce térmicamente en el cristal no lineal. El cristal no lineal 24 es un cristal no lineal (NLC) de LiNbO3 dopado con MgO con polos periódicos con dimensiones de 1x6x30mm3 y está recubierto con triple banda antirreflexión en la longitud de onda de bombeo, en la longitud de onda de la señal y en la longitud de onda inactiva. El cristal tenía un único periodo de rejilla de 30,7pm. La temperatura del cristal se estabilizó a 25 °C mediante un pequeño elemento de calentamiento unido a la bandeja de cobre en la que se encontraba el cristal. El espejo del extremo doble reflector alto (altamente reflectante en las longitudes de onda de bombeo y de la señal, recubierto para antirreflexión en la longitud de onda inactiva) de CaF²18 completa la cavidad de bombeo de alta finura. La salida inactiva útil del dispositivo se extrae a través de este espejo.

Con el fin de discriminar la cavidad de señal de la de bombeo, fue situado un divisor de haz dicroico 22 entre la lente intracavidad 20 y el cristal no lineal 24. La cara izquierda de este está recubierta para antirreflexión para el campo de bombeo p-polarizado transmitido y la cara interna está recubierta para antirreflexión para la bomba y de banda ancha altamente reflectante para el campo de la señal incidente. La cavidad de señal se define por el espejo del extremo 18, el divisor de haz 22 y el espejo de señal 26 (radio de curvatura 75 mm), todos los cuales están recubiertos para ser de banda ancha que se refleja altamente en el intervalo de sintonización de la longitud de onda de la señal. La separación del espejo del extremo 18 y del espejo de la señal 26 se eligió para producir una cintura de señal en el centro del cristal no lineal, coincidente con la de la cintura de bombeo.

Para cuantificar el efecto del procedimiento de duplicación intracavidad sobre las oscilaciones de relajación del ICOPO, se moduló la potencia de bombeo del diodo para perturbar el estado estable del sistema. Esto se hizo a 1kHz con una relación marca-espacio de 15:85 con una profundidad de modulación de -50 % de potencia de bombeo del diodo. Se alcanzaron los umbrales láser y paramétrico del sistema para potencias de bombeo de 0,45 y 1,5W respectivamente. A una potencia de bombeo de 3W, se extrajo ~ 90mW de potencia inactiva a través del espejo común 18.

La Figura 6 muestra la dinámica del sistema después de que regresa al estado estable de bombeo después de la perturbación. La Figura 6(a) muestra el comportamiento de oscilación de relajación del láser con la cavidad del OPO bloqueada mediante la colocación de una tarjeta entre el divisor de haz y el espejo de señal para detener el procedimiento paramétrico, y la temperatura del cristal de duplicación ajustada lejos de su condición de correspondencia de fase para la GSA para eliminar la pérdida no lineal debido al procedimiento de duplicación intracavidad. Las oscilaciones de relajación observadas de este modo son bien conocidas por ser típicas del láser de bombeo solo. Una vez que se retiró la tarjeta, la generación paramétrica permitida tuvo un impacto significativo y perjudicial tanto en la frecuencia de oscilación de relajación como en el tiempo de amortiguación, como se muestra en la Figura 6(b). Finalmente, la temperatura del cristal de duplicación se ajustó para optimizar la condición de correspondencia de fase para la generación del segundo armónico, reintroduciendo así el procedimiento de duplicación intracavidad. El impacto que esto tuvo sobre las oscilaciones de relajación se muestra en la Figura 6(c), donde se puede ver que su tiempo de amortiguación es ahora comparable (o incluso menor) que el del láser de bombeo original en ausencia de reducción paramétrica.

El espectro de frecuencia de la intensidad del campo de bombeo cuando el sistema está funcionando en ausencia de modulación de potencia de bombeo láser del diodo externo, para el caso que excluye e incluye la supresión de pérdida no lineal, se muestra en las Figuras 7(a) y (b). En la Figura 7(a), la temperatura del cristal de LBO se ajustó muy lejos de la que dio lugar a una generación de segundo armónico eficiente. En este caso, el sistema fue susceptible a la aparición de explosiones espontáneas y de muy larga duración de oscilaciones de relajación. Estas oscilaciones estaban presentes aproximadamente -70% del tiempo. El espectro de frecuencia de la intensidad del campo de bombeo se midió durante uno de los eventos de oscilación y se muestra en la Figura 7(a). Aquí, la primera característica espectral (a ~4MHz) corresponde a la frecuencia de oscilación fundamental. Los componentes espectrales superiores de las oscilaciones también son claros.

La Figura 7(b) muestra el espectro de frecuencia de la intensidad del campo de bombeo circulante una vez que la temperatura del cristal de LBO se estableció para la generación del segundo armónico ideal. Está claro que las oscilaciones están ahora ausentes, con el contenido espectral cayendo rápidamente una vez por encima del nivel DC. Se observaron algunas características de ruido muy bajo, pero estas fueron consistentes con perturbaciones inducidas acústicamente sin oscilación, que podrían eliminarse fácilmente mediante el uso de diseños mecánicos superiores. Con la generación del segundo armónico habilitada, el sistema no mostró signos de comportamiento oscilatorio. La pérdida incurrida en la energía reducida generada debido al actual procedimiento de aumento fue del -3 %, como se indica en la Figura 8. Por lo tanto, se puede ver que la inclusión del esquema de supresión de oscilación de pérdida no lineal conduce a muy poca penalización en la eficiencia de reducción.

Se ha desarrollado un análisis teórico basado en una estrategia de ecuación de velocidad que confirma con éxito tanto en principio como en la práctica la eficacia de la pérdida no lineal en el control y la eliminación de las oscilaciones de relajación. Las tres ecuaciones de velocidad no lineal acopladas que describen la intensidad instantánea del campo de bombeo, P^p(t), la intensidad instantánea del campo de la señal reducida (resonante), P^s(t) y la inversión instantánea de la población r^j(t), son:

Donde Ts, Tp y Tu son las constantes de tiempo que describen la desintegración de la intensidad del campo de señal dentro de la cavidad de señal (pasiva); la intensidad del campo de bombeo dentro de la cavidad de bombeo (pasiva); y la inversión de la población dentro del medio de ganancia láser activo, respectivamente. Los parámetros (1+k) y Oj indican el número de veces por encima de sus umbrales de oscilación que el oscilador paramétrico y el láser, respectivamente, están oscilando. El parámetro 8 es el parámetro de escala para la pérdida no lineal experimentada por la intensidad del campo de bombeo debido a la introducción, en este caso, de la generación del segundo armónico. Las soluciones numéricas de estas ecuaciones en las condiciones asociadas con lo descrito anteriormente confirman los hallazgos experimentales discutidos allí. Los valores típicos de 8, k y Oj son 0,01, 1 y 3, respectivamente.

Cabe señalar que mientras que las tres ecuaciones de velocidad acopladas anteriores, pero con el término no lineal excluido (8=0) son bien conocidas en el estado de la técnica anterior (véase, por ejemplo, "Continuous-wave, intracavity optical parametric oscillators: an analysis of power characteristics", Applied Physics B, Volumen 66, 1998, página 701), la inclusión del término de pérdida no lineal es una característica novedosa de este análisis.

Como otra opción, la pérdida no lineal podría disponerse para producirse como resultado de algún procedimiento parasitario dentro del elemento no lineal 24 del OPO de modo que no se requiera ninguna modificación al OPO. Esto se puede hacer, por ejemplo, modificando el período de rejilla del cristal no lineal casi correspondiente en fase, para mejorar el procedimiento de pérdida no lineal, ya sea a través de la generación del segundo armónico o de la mezcla de frecuencias de suma como se describió anteriormente y se indicó en las Figuras 5(a) y (b).

Como aún otra alternativa que no está dentro del alcance de la invención, la pérdida no lineal podría estimularse y/o controlarse eléctricamente o de otra manera activamente. La Figura 9 muestra un ejemplo particular, pero no exclusivo, de esto, en el que la intensidad instantánea del campo óptico dentro de la cavidad óptica apropiada, ya sea el campo de la señal resonada o el campo inactivo en el caso de la cavidad óptica del OPO, o el campo de bombeo en el caso de la cavidad láser de bombeo, es detectada mediante un fotodiodo rápido y se usa para controlar eléctricamente la salida de un elemento óptico. Más específicamente, en la disposición de la Figura 9, se proporciona un modulador óptico controlable eléctricamente 36 entre el medio de ganancia láser 14 y la lente intracavidad 20. Asociado con la misma cavidad que el modulador óptico 36, se encuentra un fotodetector 38 para detectar el campo de la cavidad. Conectado a cada uno del modulador óptico 36 y el fotodetector 38 hay un controlador electrónico 40. La salida del fotodetector 38 es procesada por el controlador electrónico 40 y usada para proporcionar una señal de accionamiento para el modulador óptico 36. Al variar la señal aplicada al modulador óptico 36, la pérdida óptica dentro de la cavidad se puede controlar para que sea no linealmente proporcional, por ejemplo, cuadráticamente proporcional, a la intensidad del campo detectado por el fotodetector 38. Debe tenerse en cuenta que, en la práctica, las escalas de tiempo para este procedimiento deben ser minimizadas.

La Figura 10 muestra una posible modificación de los OPO de la Figura 4 que no está dentro del alcance de la invención. En esta, el elemento no lineal 30 que está adaptado para reducir las oscilaciones está ubicado entre dos elementos de enfoque 20 y 20'. Estos dos elementos definen la forma del haz de bombeo que incide sobre el elemento 30. Al variar la posición del elemento no lineal 30 con respecto a las dos lentes, la forma del haz que pasa a través del mismo y, por lo tanto, la eficiencia de la pérdida no lineal, puede variar.

El sistema en el que se incorpora la invención proporciona una solución muy simple y eficaz al problema de larga data de las oscilaciones de relajación en los osciladores paramétricos ópticos intracavidad. Al incluir un medio para producir una pérdida no lineal adicional en la cavidad óptica del oscilador paramétrico óptico o el láser de bombeo dentro del cual se encuentra el OPO, las oscilaciones de relajación se pueden reducir o eliminar por completo. Esto es ventajoso. Debe tenerse en cuenta que, aunque el procedimiento de generación paramétrica (reducción) asociado con el OPO es para todos los fines prácticos instantáneo dentro del elemento no lineal en sí y también este es el caso para el procedimiento de generación del segundo armónico (aumento) introducido para proporcionar la pérdida no lineal requerida para la estabilización, se ha asociado con ellos integrales de tiempo debido a los tiempos de ida y vuelta asociados con los campos ópticos dentro de las cavidades. Esto significa que la transferencia media de energía entre los campos de las dos cavidades no es instantánea. Como ya se ha señalado, el cristal usado para el OPO puede, sin embargo, proporcionar también la pérdida no lineal requerida a través de otros dos procedimientos generales: (1) procedimientos concomitantes no correspondientes en fase que normalmente se considerarían no deseados (parásitos), tales como la generación de un segundo armónico y la mezcla de frecuencias de suma, aunque estos pueden ser difíciles de controlar y, por lo tanto, no preferidos, y (2) en el caso de procedimientos casi correspondientes en fase, la ingeniería del período de rejilla del cristal del OPO y/o el ciclo de trabajo para proporcionar procedimientos adicionales y controlados de primera fase o de orden superior correspondientes en fase tales como la generación del segundo armónico y la mezcla de frecuencias de suma y, por lo tanto, la pérdida no lineal requerida.

Claims

REIVINDICACIONES

1. Un oscilador paramétrico óptico intracavidad que incluye: un medio de ganancia láser (14) configurado para generar una onda de bombeo:

un material no lineal (24) configurado para generar radiación coherente reducida en respuesta a la onda de bombeo, la radiación coherente reducida que comprende una onda de señal y una onda inactiva;

dos cavidades ópticas acopladas, estas son una cavidad de onda de bombeo configurada para resonar la onda de bombeo y una cavidad de onda reducida configurada para resonar la onda de la señal y/o la onda inactiva, donde el material no lineal (24) y el medio de ganancia láser (14) se ubican en la cavidad de onda de bombeo y la materia no lineal (24) también se encuentra en la cavidad de onda reducida, y medios ópticos (30) configurados para proporcionar una pérdida no lineal para suprimir oscilaciones de relajación,

caracterizado porque:

los medios ópticos (30) configurados para proporcionar la pérdida no lineal están configurados para proporcionar una pérdida no lineal instantánea, y están:

ubicados en la cavidad de onda reducida

y configurado para generar un segundo armónico de la radiación coherente reducida, o

ubicado en una parte compartida de ambas cavidades y configurado para generar radiación mediante la mezcla de frecuencias de suma de la radiación intracavidad a la frecuencia de la onda de bombeo y radiación intracavidad a la frecuencia de radiación coherente resonante reducida.

2. Un sistema de oscilador paramétrico óptico intracavidad según reivindicado en la reivindicación 1, donde los medios ópticos (30) configurados para proporcionar la pérdida no lineal comprenden un cristal casi correspondiente en fase.

3. Un sistema de oscilador paramétrico óptico intracavidad según reivindicado en la reivindicación 1, donde los medios ópticos (30) configurados para proporcionar la pérdida no lineal son parte o parte integral del material no lineal (24).