Propiedades temporales y espectrales
Los pulsos de láser pulsado exhiben diversos perfiles temporales que caracterizan su evolución en el tiempo. Las formas de pulso comunes incluyen la forma gaussiana, donde la intensidad sigue I(t)∝exp(−2t2/τ2)I(t) \propto \exp\left(-2t^2 / \tau^2\right)I(t)∝exp(−2t2/τ2) con ancho completo a la mitad de la duración máxima (FWHM) τp=22ln2 τ≈2.355τ\tau_p = 2\sqrt{2\ln 2} , \tau \approx 2.355 \tauτp=22ln2τ≈2.355τ, y la forma secante hiperbólica al cuadrado (sech²), [28] Estas formas surgen del equilibrio entre ganancia, pérdida y dispersión en la cavidad del láser, lo que influye en las aplicaciones que requieren un control temporal preciso. La duración del pulso se cuantifica mediante el FWHM de la envolvente de intensidad, lo que proporciona una medida estándar de brevedad, mientras que las desviaciones de las formas ideales pueden indicar efectos no lineales o inestabilidades de la cavidad.[28]
Chirp describe las variaciones de frecuencia a lo largo del pulso, lo que afecta su potencial de propagación y compresión. El chirrido lineal corresponde a una fase espectral cuadrática, ϕ(t)=−αt2\phi(t) = -\alpha t^2ϕ(t)=−αt2, donde α\alphaα parametriza el barrido de frecuencia instantáneo ω(t)=ω0+2αt\omega(t) = \omega_0 + 2\alpha tω(t)=ω0+2αt, lo que lleva a ensanchamiento sin dispersión adicional. El chirrido de orden superior implica términos de fase cúbicos o mayores, lo que complica la reconstrucción del pulso y, a menudo, surge de la modulación de fase propia en medios no lineales.[28] La fluctuación de tiempo cuantifica las fluctuaciones del tiempo de llegada de pulso a pulso, generalmente del orden de femtosegundos a picosegundos, que surgen del ruido en la fuente de la bomba o la dinámica de la cavidad; se mide analizando las bandas laterales del ruido de fase en armónicos de la tasa de repetición utilizando analizadores de espectro de RF.
En el dominio espectral, los láseres pulsados muestran anchos de banda inversamente relacionados con la duración temporal a través del producto tiempo-ancho de banda. Para pulsos de transformación limitada, aquellos con chirrido mínimo, el producto satisface Δν⋅τp≥cB\Delta \nu \cdot \tau_p \geq c_BΔν⋅τp≥cB, donde Δν\Delta \nuΔν es el ancho de banda espectral FWHM en frecuencia y cBc_BcB es una constante dependiente de la forma: 0,441 para perfiles gaussianos y 0,315 para perfiles sech².[28] La igualdad se cumple para los pulsos sin chirridos, lo que representa el límite de la transformada de Fourier; el exceso de chirrido aumenta el producto, por ejemplo, Δν⋅τp=(2ln2/π)1+α2\Delta \nu \cdot \tau_p = (2 \ln 2 / \pi) \sqrt{1 + \alpha^2}Δν⋅τp=(2ln2/π)1+α2 para gaussianos con chirrido. Las bandas laterales espectrales a menudo aparecen debido a la modulación periódica de las interacciones de ganancia y pérdida de la cavidad, que se manifiestan como características discretas desplazadas de la longitud de onda central, como las bandas laterales de Kelly en sistemas bloqueados en modo solitón.
El ancho de banda del medio de ganancia impone un límite fundamental a la duración del pulso alcanzable; por ejemplo, los láseres de zafiro dopado con titanio (Ti:zafiro) admiten espectros que abarcan aproximadamente 100 THz, lo que permite pulsos de transformación limitada de tan solo 5 a 10 fs.
La medición de estas propiedades se basa en técnicas especializadas adaptadas a los regímenes de pulso. Para los pulsos de femtosegundos, la autocorrelación de intensidad implica dividir y retrasar el pulso, luego detectar la señal de generación del segundo armónico, produciendo un rastro con una relación pico-fondo de 3:1 que estima la duración asumiendo una forma conocida pero no proporciona información de fase.[46] La autocorrelación interferométrica mejora esto al resolver franjas (proporción 8:1), revelando chirridos y asimetría para pulsos por debajo de 100 fs, aunque requiere trenes de pulsos estables. Las cámaras de racha ofrecen perfiles temporales directos para duraciones de picosegundos a nanosegundos al barrer el pulso a través de un detector con una rampa de voltaje rápida, logrando resoluciones de hasta ~1 ps, pero limitadas para eventos de subpicosegundos.
La dispersión altera significativamente las propiedades temporales durante la propagación, particularmente en fibras ópticas donde la dispersión de velocidad de grupo (GVD) provoca un ensanchamiento. El parámetro GVD β2=d2β/dω2\beta_2 = d^2\beta / d\omega^2β2=d2β/dω2 (en ps²/km) cuantifica esto; para un pulso de entrada gaussiano sin chirrido de ancho T0T_0T0 (radio de intensidad 1/e), el ancho de salida evoluciona como T1/T0=1+(β2z/T02)2T_1 / T_0 = \sqrt{1 + (\beta_2 z / T_0^2)^2}T1/T0=1+(β2z/T02)2, donde zzz es la distancia de propagación, lo que lleva a τout=τin1+(β2L/τin2)2\tau_\text{out} = \tau_\text{in} \sqrt{1 + (\beta_2 L / \tau_\text{in}^2)^2}τout=τin1+(β2L/τin2)2 en notación FWHM aproximada con τin≈1.665T0\tau_\text{in} \aprox 1.665 T_0τin≈1.665T0.[47] Esta ampliación cuadrática subraya la necesidad de una gestión de la dispersión para preservar los pulsos cortos en los sistemas basados en fibra.
Parámetros de energía y potencia.
En los láseres pulsados, los parámetros de energía y potencia cuantifican las características de amplitud de los pulsos de salida, distintas de su estructura temporal. La energía del pulso EEE, medida en julios, representa la energía óptica total entregada en un solo pulso y es una métrica fundamental para evaluar la capacidad del láser para concentrar energía. Para un tren de pulsos idénticos, la potencia promedio PavgP_{avg}Pavg se calcula como Pavg=E⋅fP_{avg} = E \cdot fPavg=E⋅f, donde fff es la tasa de repetición en hercios, lo que indica la salida general promediada en el tiempo adecuada para aplicaciones que requieren una entrega sostenida.[10][14] La potencia máxima PpeakP_{peak}Ppeak, que a menudo alcanza gigavatios o más, viene dada por Ppeak=E/τP_{peak} = E / \tauPpeak=E/τ, donde τ\tauτ es la duración del pulso; este parámetro resalta la intensidad instantánea, lo que permite interacciones no lineales que no son factibles con fuentes de onda continua.[14][48]
Estos parámetros están interconectados a través del régimen operativo del láser. En los sistemas Q-switched, que producen pulsos de nanosegundos, los valores típicos incluyen E=1E = 1E=1 J en f=10f = 10f=10 Hz, lo que produce Pavg=10P_{avg} = 10Pavg=10 W y PpeakP_{peak}Ppeak del orden de decenas de megavatios suponiendo τ≈10\tau \approx 10τ≈10 ns.[27] Por el contrario, los láseres de modo bloqueado generan pulsos de femtosegundos o picosegundos con menor energía por pulso pero velocidades más altas; por ejemplo, E=1E = 1E=1 nJ en f=100f = 100f=100 MHz da como resultado Pavg=100P_{avg} = 100Pavg=100 mW, con PpicoP_{pico}Ppico alcanzando kilovatios debido al ultracorto τ\tauτ.[49] La potencia máxima en tales sistemas se deriva de la eficiencia de extracción de energía de la cavidad η=g0L1+g0L\eta = \frac{g_0 L}{1 + g_0 L}η=1+g0Lg0L, donde g0g_0g0 es el coeficiente de ganancia de señal pequeña y LLL la longitud media de la ganancia; esta eficiencia vincula la energía de pulso extraíble con la energía almacenada EstoredE_{stored}Estored vía E=ηEstoredE = \eta E_{stored}E=ηEstored, tal que
Para g0Lg_0 Lg0L grande, η→1\eta \to 1η→1, maximizando PpeakP_{peak}Ppeak agotando completamente la ganancia./04%3A_Laser_Dynamics_(single-mode)/4.04%3A_Q-Switching)
La optimización de estos parámetros implica equilibrar las compensaciones, particularmente entre EEE y fff, limitadas por los límites térmicos en los amplificadores y los medios de ganancia. Una fff más alta aumenta PavgP_{avg}Pavg pero puede inducir lentes térmicas, degradando la calidad del haz cuantificada por el factor M2M^2M2, que idealmente se aproxima a 1 para el rendimiento limitado por difracción en sistemas pulsados; por ejemplo, en osciladores paramétricos ópticos de infrarrojo medio, M2M^2M2 aumenta de 1,3 a 100 Hz a 1,8 a 10 kHz debido a la guía de ganancia frente a los efectos térmicos. Los umbrales de daño para componentes ópticos en sistemas de pulsos de nanosegundos escalan con τ0.5\tau^{0.5}τ0.5, lo que permite fluencias más altas para pulsos más largos antes de que se produzca una ruptura térmica o de avalancha, lo que informa los límites de PpicoP_{pico}Ppico.[52] Los avances posteriores a 2020 en la amplificación de pulsos chirriados han llevado a los sistemas de femtosegundos de alta energía a potencias máximas de ~100 TW, lo que mejora la eficiencia de extracción y al mismo tiempo gestiona las no linealidades.[53]