Die Präsentation wird geladen. Bitte warten

Die Präsentation wird geladen. Bitte warten

SS 2016 Donnerstag, 10 Uhr c.t. PH II 127, Seminarraum E11 Ultrakurzzeitphysik II Prof. Reinhard Kienberger PD. Hristo Iglev

Ähnliche Präsentationen


Präsentation zum Thema: "SS 2016 Donnerstag, 10 Uhr c.t. PH II 127, Seminarraum E11 Ultrakurzzeitphysik II Prof. Reinhard Kienberger PD. Hristo Iglev"—  Präsentation transkript:

1 SS 2016 Donnerstag, 10 Uhr c.t. PH II 127, Seminarraum E11 Ultrakurzzeitphysik II Prof. Reinhard Kienberger PD. Hristo Iglev Dr. Birgitta BernhardtDr. Wolfram Helml Lehrstuhl für Laser und Röntgenphysik E11

2 In der letzten Vorlesung Passive Modenkopplung Passive MK beruht auf einer NL optischen Komponente, welches Licht mit höherer Intensität leichter transmittieren lässt als weniger intensives Licht.  Stärkere Impulse wachsen auf Kosten schwächerer, letzendlich wird alle Energie in einem Impuls vereint Verstärkung Zeit Verluste Verstärkung > Verluste Modenkoppler Stabile Modenkopplung wird erreicht durch: 1) Lasermedium mit großem Übergangsquerschnitt (schnelle Sättigung) 2) Resonator Design  kleiner Strahl-Durchmesser (Sättigung des Absorbers) 3) Langer Resonator  P intra hoch 4) Leistungsbegrenzende Elemente Modenkopplung ohne Q-Switching wenn: 2

3 In der letzten Vorlesung mit Modenkopplung durch Sättigbare Absorber - normalisierte instantane Leistung A eff - effektive Querschnittsfläche des Bündels.  Der Impuls moduliert seine eigene Amplitude beim Durchgang durch den sättigbaren Absorber (Selbst-Amplituden-Modulation, SAM): L a - Länge des Absorbers SAM-Koeffizient definiert als: SAM-Verluste für den stationären Fall erhalten wir: Hauptgleichung der passiven Modenkopplung mit Selbst-Amplituden-Modulation Daraus lassen sich bei gegebenen Laserparametern die Pulsparameter errechnen. 3

4 In der letzten Vorlesung Passive Modenkoppler: 1) Farbstoffmoleküle Farbstoff-Moleküle sind sehr gute sättigbare Absorber und werden sehr oft verwendet. Nachteil: die kurzen Laserpulse zerstören die Farbstoffmoleküle  die Absorber-Lösung muss regelmäßig ausgetauscht werden Passive Modenkoppler: 2) SESAM = semiconductor saturable absorber mirror Arbeitet in breitem Spektralbereich, sehr kleine Sättigungsschwelle  funktioniert bei kleiner Verstärkung, unterdrückt Q-Switching im Resonator, der Mehrschichtspiegel kann funktionalisiert werden. Nachteil: sehr niedrige Zerstörungsschwelle Werden oft als zweiter/zusätzlicher Modenkoppler eingesetzt 4

5 Hauptgleichung der passiven Modenkopplung mit SPM  In der letzten Vorlesung Die Lösung ist ein gechirpter Sekans hyperbolicus Puls: Max. Amplitude a 0 wird bestimmt durch: Pumpleistung, Impulslänge τ 0, Chirp β Kerr-Linse + Iris-Blende = intensitätsabhängiger Transmissionskoeffizient. Reaktionszeit < 1 Femtosekunde optischer Kerr-Effekt  Kerr-Linsen Modenkopplung Die kürzeste Impulsdauer  wenn GVD anderes Vorzeichen als  hat. Normalerweise  > 0  muss D < 0. 5

6 Wie kann man nun negative GDD über eine große Bandbreite erzeugen, wo doch die natürliche Materialdispersion in der Regel positiv ist? Manche Glasfasern haben negative Materialdispersion im NIR Spektralbereich  → Negative geometrische Dispersion – Prismen Kompressor Kürzere optische Weglänge für höhere Frequenzen!!! 6 In der letzten Vorlesung

7 Prismen-Kompressor und femtosekunden Laser-Oszillatoren Colliding Pulse Mode-locking Dye Laser (t p > 60 fs) Kompressor Modenkoppler 7

8 Optimierte Modulation resultiert in einer Eindringtiefe, die von der Wellenlänge abhängt  Kompensation von nichtlinearen Chirp 2010: 450 – 1100 nm, GD > 100 fs „quater-wave-stack“: ( /4 Schichtdicke) hohe Reflektivität bei großer Bandbreite, Ultrakurzpulslaser (fs) ML Spiegel für XUV: große Bandbreite. Z.B. 30 eV bei 100 eV (unterstützt 80 as Pulse) Abwechselnde dielektrische Schichten mit hohem und niedrigem Brechungsindex mit zuvor errechneten Schichtdicken bilden einen gechirpten Vielschichtspiegel. 8 In der letzten Vorlesung

9 Prisms/Chirped Mirror Compressor Problem: SPM im letzten Prisma induziert „spectral narrowing“ für negativ gechirpten Pulse. Größerer Strahldurchmesser ist ein Problem: Strahl kommt an Prismen-Kante, Dispersion 3. Ordnung  Long-cavity Ti:Saphir Laser (t p > 50 fs) Die Impulse innerhalb des Oszillators haben positiven Chirp  die Impulsintensität ist zu klein für stabile KLM Lösung: zusätzlicher passiver Modenkoppler (SESAM) SESAM 9 Lösung: ??? Lösung: Negativ gechirpte Impulse nach letztem Prisma und positiv gechirpte Spiegel

10 Negative GVD: Gitter-Kompressor Linearer AufbauGefalteter Aufbau LgLg Positive GVD: Gitter-Stretcher zur kontrollierten Einführung von positivem, linearem Chirp 10

11 Chirped Pulse Amplification (CPA) Pulse compressor t t Solid state amplifiers t Dispersive delay line t Short pulse oscillator Compressor Stretcher Verstärker 11

12 Multi-Pass Verstärker 6-Pass Verstärker (Farbstoff-Laser) Verstärkungsfaktor: bei Vorverstärker ≈ 10 4 bei Nachverstärker ≈ 10 6-Pass Verstärker (Ti:Sa) 12 Pump beam Laser beam Pumplaser

13 Regenerativer Verstärker Faraday rotator Pockels cell p-polarized light s-polarized light /4 plate Brewster-Plättchen Thin-Film-Polarizer Pockels-Zelle –AUS  Der Impuls macht nur 1 Umlauf im Verstärker-Resonator 13

14 Regenerativer Verstärker Faraday rotator Pockels cell /4 plate Die Pockels-Zelle wird mit /4 Spannung Ein- und Ausgeschaltet bei t = 0 ps und t = 180 ps Brewster-Plättchen Thin-Film-Polarizer Pockels-Zelle – AN  ¼ Drehung beim 1. Durchlauf, ½ Drehung durch 2 x λ/2 Platte, ¼ Drehung beim 2. Durchlauf: Der Impuls bleibt im Verstärker-Resonator Umläufe Verstärkungsfaktor 10 5 –

15 Hochverstärkte fs Laserpulse Die Spitzenleistung kann aber auch leicht 100 TW für spezielle femto-sekunden Lasersysteme mit niedriger Repetitionsrate erreichen! 15

16 Charakterisierung / Messung von ultrakurzen Laserimpulsen  Impulsdauer Beschreibung elektromagnetischer Impulse im Frequenzbereich  Chirp 16

17 Die “effektive Impulslänge” ist die Weite eines Rechtecks, dessen Amplitude und Flächeninhalt identisch mit der des gesuchten Impulses ist. Effektive Länge ≡ Fläche / Höhe: Vorteil: einfach verständlich, intuitiv. Nachteil: Der Absolutbetrag ist unpraktisch, wir müssen über ± ∞ integrieren. t f(0) 0  t eff Die effektive Impulsdauer t tt Die “quatratische Mittelwert” oder eng: “root-mean-squared” (rms) Impulsdauer Vorteil:Integrale können oft einfach analytisch gelöst werden. Nachteil: Die Ausläufer werden stark gewichtet, können aber oft im Experiment nicht gut gemessen werden Es gibt viele Definitionen der “Dauer" oder “Länge” eines Lichtpulses. 17

18 Die Halbwertsbreite (eng: Full-width-half-maximum) ist der Abstand der beiden Punke bei halber maximaler Amplitude. Vorteil: Experimentell leicht zu ermitteln. Nachteil:Beinhaltet nicht die Impulsform, ignoriert Satellitenimpulse! Zusammenfassung: Dauern/Längen können in Größen von E(t) oder der Intensität |E(t)| 2 definiert werden. Die Problematik tritt analog bei der spektralen Breite in der Frequenzdomäne auf (t  ). t  t FWHM t  t FWHM Die Halbwertsbreite eines Impulses Die Unschärferelation besagt, dass das Produkt der Breiten in der Zeitdomäne (  t) und dem Frequenzraum (  ) ein Minimum besitzt  unterschiedliche Konstanten   t  TBP = Time-Bandwidth-Product 18

19 Diels and Rudolph, Femtosecond Phenomena Zeitliche und räumliche Form und ZBP von einfachen, ultrakurzen Impulsen 19

20

21 Beschreibung elektromagnetischer Pulse im Zeit- und Frequenzbereich oder Die Beschreibung im Frequenzraum ist hilfreich bei linearen Medien (P NL = 0). Frequenzkomponente E(z,ω)  Ausbreitung wie ebene Welle:

22 Beschreibung elektromagnetischer Pulse im Frequenzbereich Spektrale Phase (als Taylor-Reihe):  “absolute” Phasenverschiebung, die zu allen Frequenz- komponenten des Wellenpakets hinzuaddiert wird Gruppenverzögerung (group delay) – der Impuls braucht die Zeit T g um die Distanz L zu überwinden Gruppenverzögerungsdispersion (group-delay dispersion, GDD) - die Änderung dieser Verzögerung T g nach .

23 Beschreibung elektromagnetischer Pulse im Frequenzbereich Intensität und Phase entsprechenden im Frequenzbereich dem Spektrum und der spektralen Phase.

24 Einschub: Spektrum über Frequenz und Wellenlänge - (sichtbares) Licht ist ein kleiner Teil des elektromagnetischen Spektrums Wolfram-Draht in Glühbirne Das Max. ist stark temperaturabhängig. Für die Sonne gilt: Planck‘sches Strahlungsgesetz Quelle: wikipedia

25 Das Sonnenspektrum

26 Beschreibung elektromagnetischer Pulse im Frequenzbereich Als Resultat dieser Wahl ist die Phase von eine langsam veränderliche Funktion, das heißt, sie hat geringe Änderungen über den Oszillationszyklus Es gibt mehrere mögliche Definitionen von ω 0, eine davon ist: Min. der Intensitäts-gewichteten Phasenänderungen Definition von Trägerwelle (ω 0 ) und Einhüllende:

27 Intensität und Phase eines Gauß´schen Pulses Ein (ungechirpter) Gauß´scher Puls ist real, seine Phase ist Null. Daher ist die spektrale Phase ebenfalls Null. Eine Gauß-Kurve transformiert zu einer Gauß-Kurve! Verschiebungs-Theorem: Eine Zeitverschiebung addiert einfach eine lineare spektrale Phase zum Puls Zeit-verschobener Gauß-Puls (mit flacher Phase): 27

28 Wir gehen zur lokalen Zeit:  mit Die komplexe Amplitude reelle Amplitude Phase  E(0,  )E(z,  )  ´(z) 28 Propagationseffekt niedrigster Ordnung im Zeitbereich: Verschiebung der Trägerwelle in Bezug auf die Einhüllende Bei Propagation:

29 definiert das Timing des zentralen Zyklus in Bezug auf die Einhüllende zu jeder Position während der Ausbreitung die Trägerwelle hat eine Phasenverschiebung von π gegen die Einhüllende bei der Dephasierungslänge: Propagationseffekt niedrigster Ordnung im Zeitbereich: Verschiebung der Trägerwelle in Bezug auf die Einhüllende Die absolute Phase ist relevant, wenn der Impuls weniger als 3 Oszillations-zyklen umfasst. Prozesse, bei denen die absolute Phase eine Rolle spielt? ~10 –50 µm für transparente Materialien 29

30 Phase change by glass wedges slit Electron detection: MCP Ionized gas: Xenon Trigger:PD Laser beam Shielded drift tube Left-right ATI spectra Previous results: average of shots Detektion der absoluten Phase Paulus et al. Nature, (2001) ATI (Above-Threshold Ionization) Photoelectron Spectroscopy Die kurze Lichtimpulse ionisieren die Xenon-Atome durch Above-Threshold Ionization (ATI). Die Anzahl der freien Elektronen ist proportional zur Feldamplitude. Die Links-Rechts Signal-Asymmetrie ist empfindlich auf die absolute Phase 30

31 Propagation eines Gauß´schen Impulses durch ein lineares Medium Frequenzspektrum eines Gauß’schen Impulses: Halbwertsbreite von IE(ω)I 2  mit: Das Zeitdauer-Bandbreite-Produkt eines Gauß´schen Impulses minimal, wenn  Bandbreite-begrenzten oder Fourier-limitierten Impuls - die kürzeste Impulsdauer für die gegebene spektrale Breite und Form sech 2 : TBP = 0,32 Instantane Trägerfrequenz 31

32 Intensität und Phase eines Gauß´schen Pulses  “absolute” Phasenverschiebung Gruppenverzögerung (group delay) – der Impuls braucht die Zeit T g um die Distanz L zu überwinden Gruppenverzögerungsdispersion (group-delay dispersion, GDD) - die Änderung dieser Verzögerung T g nach . Phasenverschiebung erster Ordnung im Frequenzbereich: Verschiebung in der Zeit 32

33 Phasenverschiebung zweiter Ordnung im Frequenzbereich: positiver und negativer linearer Chirp Positiver linearer Chirp Linearer Chirp, die quadratische spektrale Phasenverschiebung verlängert den Impulse von ursprüngliche 3-fs Impulsdauer zu einem ~14-fs Impuls. Negativer Chirp 33

34 Phasenverschiebung 3. und 4. Ordnung im Frequenzbereich Nacheilende Satelliten-Impulse sind Anzeigen für einen pos. kubischen Phasenverlauf Pos. Phasenverlauf 4. Ordung bedeutet höhere Frequenzen in der abfallenden Flanke 34

35 Wie misst man also die kürzesten Ereignisse? Charakterisierung / Messung von ultrakurzen Laserpulsen Um ein Ereignis in der Zeit zu messen, braucht man ein kürzeres. Laser mit Pulsdauern von wenigen Sekunden (= 1 fs) sind zum Standard geworden. In der Wissenschaft sogar Pulse im Attosekundenbereich ( s). Harold Edgerton, MIT Ein Dilemma 35 Wie vermisst man den Puls ansich? Die einzige Möglichkeit besteht darin, den Puls mit einer Kopie seiner selbst zu vermessen.

36 Ein Laserpuls in der Zeitdomäne: Intensität Phase Im Frequenzraum formulieren: Spektrale Phase (negative Frequenzkomponenten sind zu vernachlässigen) Spektrum Die Kenntnis der Intensität und Phase oder gleichwertig Spektrum und spektrale Phase ist ausreichend, um den kompletten Impuls zu beschreiben. Bestimmung der Intensität und Phase Zeit oder Frequenz Zeit Elektrische Feld Ziel ist es, nicht nur einfach gechirpte Impulse zu vermessen, sondern beliebige Impulse charakterisieren zu können 36

37 Durch das Gitter werden verschiedene Wellenlängen auf verschiedene Positionen der Zeilenkamera abgebildet. Puls-Charakterisierung im Frequenzraum: Das Spektrometer parallelisierender Spiegel “Czerny-Turner” Aufbau Eintritts- spalt Zeilenkamera fokkusierender Spiegel Gitter breitbandiger Puls Frage: Was fehlt in diesem Fall zu einer vollständigen Charakterisierung? und Spektrum spektrale Phase Wir haben: Offensichtlich fehlt die spektrale Phase! … und diese lässt sich auch nicht mathematisch bestimmen. 37

38 Puls-Charakterisierung in der Zeitdomäne: Direkte Bestimmung durch einen Detektor z.B.: Photo-Diode, Photo-Multiplier Allerdings haben sie eine langsame Anstiegs- und Abfallflanke : ~ 1 ns,  nicht ausreichend für eine direkte Charakterisierung des Amplitudenverlaufs Im Vergleich zu den fs-Pulsen haben sie eine nahezu unendliche Messzeit Ausgangssignal des Detektors ist direkt proportional zur Gesamtenergie des Pulses, gibt aber keine Information über den Amplitudenverlauf / Pulsform /-dauer,… Detektor e-e- Daher 2 Möglichkeiten für das Abtasten des Pulses: 1) mit einem anderen, schnelleren Puls 2) oder mit sich selbst!!! Photo-Detektoren: eintreffende Photonen erzeugen Elektronen Sie integrieren über den gesamten Puls von –  bis +  : 38

39 Streak-Camera Zeitauflösung > 1 ps 39


Herunterladen ppt "SS 2016 Donnerstag, 10 Uhr c.t. PH II 127, Seminarraum E11 Ultrakurzzeitphysik II Prof. Reinhard Kienberger PD. Hristo Iglev"

Ähnliche Präsentationen


Google-Anzeigen