ν -2 ν Interferometrie

Die Erkenntnis, die kompaktere und schnellere interferometrische Detekti-onsverfahren ermöglicht hat, wurde 2002 von Baltuška et al. wie folgt zu-sammengefasst [36]: Bei nichtlinearen Prozessen verhalten sich die Phasen der am Prozess beteiligten Frequenzkomponenten im Wesentlichen wie ihre Frequenzen. Mithilfe der Fourier Transformation lässt sich die CEP Drift ei-nes Impulszuges als konstanter Versatzψn=n·∆ϕ_CE der spektralen Phase ϕ(ω) der Einzelimpulse verstehen

E_n⁺(t) =A(t)·e^i(ωct+ψn) = √1 2π

Z

Ae(ω)e^{i(ϕ(ω)+ψn−ωt)}dω (2.29) Dabei gibtn = 1,2, . . . die Impulsnummer und A die, bis auf die CE Phase, identischen Impulse des Impulszuges an. Ohne Beschränkung der Allgemein-heit seiψ₀ = 0.

Betrachtet man eine Frequenzω_SHG, die aus einem nichtlinearen Verdopp-lungsprozess entstanden ist, so ergibt sich der Phasenversatz des harmoni-schen Impulses zu [36]

ω_SHG = 2·ω

ψ^SHG_n =π/2 + 2·ψ_n

=π/2 +n·(2∆ϕ_CE) (2.30) Der Phasenfaktorπ/2 geht aus den Maxwell-Gleichungen hervor [37]. Daraus ergibt sich, dass bei einem Frequenzverdopplungsprozess die CEP Drift ∆ϕ_CE des Eingangsimpulszuges ebenfalls verdoppelt wird. Dieses Verhalten ist in Abb. 2.5 und 2.6 verdeutlicht.

Ist hingegen ω₄ eine neue Frequenzkomponente, die durch einen Vier-wellen-Mischprozess generiert wird, stellt sich die resultierende CE Phase als

ω4 =ω1+ω2−ω3

ψ_n^SPM =π/2 +ψ_n+ψ_n−ψ_n

=π/2 +n·∆ϕ_CE (2.31)

dar, wobei ωj, j = 1,2,3 ein beliebiges Frequenztriplett innnerhalb des Ein-gangsspektrums ist. Da alle Frequenzkomponenten den gleichen frequenz-unabhängigen Phasenversatz n ·∆ϕ_CE haben, bleibt bei einem Vierwellen-Mischprozess die CEP Drift erhalten. Die Summationsregel in Gl. (2.31) gilt sowohl für verzögerte Vierwellen-Mischprozesse (sog. Raman-artige oder

„langsame“ Nichtlinearitäten) als auch für parametrische Vierwellen-Misch-prozesse [36]. Man kann also Vierwellen-MischVierwellen-Misch-prozesse in all ihren Variatio-nen benutzen, um ein Laserspektrum zu verbreitern, wobei das resultierende Spektrum noch immer die Information über die CE Frequenz des Eingangsim-pulszuges trägt.

Ist das resultierende Spektrum so stark verbreitert, dass es sowohl fun-damentale als auch harmonische Komponenten enthält (man spricht dann von einem oktavenbreiten Spektrum), kann man frequenzverdoppelte (ψn∝ 2·∆ϕ_CE) mit fundamentalen Komponenten (ψ_n ∝ ∆ϕ_CE) zur Interferenz bringen, so dass man Zugang zur relativen Phase, der CEP Drift ∆ϕ_CE des Eingangsimpulszuges, erhält. Die Idee eines solchen kompakten nichtlinearen Interferometers wurde erstmals von Telle et al. vorgeschlagen [3].

Detektion im kHz-Bereich

Zu Beginn sei ein einzelner, beliebig breitbandiger Laserimpuls eines Im-pulszuges betrachtet. Das elektrische Feld kann mithilfe von Gl. (2.21) be-schrieben werden, wobei ϕ_CE die absolute CE Phase des Impulses ist. Das Spektrum von Gl. (2.21) lässt sich zu

Ee⁺(ω) =A^e(ω−ω_c)e^iϕCE (2.32) bestimmen. Das Feld der zweiten Harmonischen kann dann als

Ee_SHG⁺ (ω) =γ

geschrieben werde. Der Proportionalitätsfaktor γ enthält die Suszeptibilität zweiter Ordnung und den konstanten Phasenfaktor. Hier zeigt sich die oben angesprochene Verdopplung der CE Phase. Betrachtet man die spektrale Interferenz (SI) beider Felder E^e+(ω) und E^e_SHG⁺ (ω) bei der Frequenz ω im Bereich des spektralen Überlapps, so ergibt sich

Ie(ω)∝E^e+(ω)−E^e_SHG⁺ (ω)

2.4. Messverfahren 15

Abbildung 2.5: Prinzip der spektralen Interferenz zur Detektion von ∆ϕ_CE eines Impulszuges mit Impulsfolgefrequenzen im kHz-Bereich. E_in (o.B.d.A.

seiλ_c = 800 nm) bezeichnet einen oktavenbreiten Eingangsimpuls, während E_fund (o.B.d.A. sei λ_c = 532 nm) eine spektral gefilterte Komponente des Spektrums von E_in bei der Frequenz ist, zu der die Frequenzverdopplung einer niederfrequenten fundamentalen Komponente E_fund⁰ (sei λ_c= 1064 nm) führt.E_SHGcharakterisiert diese verdoppelte Komponente (λ_c= 532 nm), die gleichzeitig zeitlich umτ_D verzögert ist. Die Information über die CEP Drift ist in der Phase des resultierenden spektralen Interferenzmusters kodiert.

Im Folgenden soll der Cosinus-Term in Gl. (2.34) diskutiert werden. Dieser Term verursacht ein spektrales Interferenzmuster, wenn die Verzögerung zwi-schen den Impulsen ungleich Null istτ_D 6= 0, wobei die Information über die CE Phase in der Phase des spektralen Interferenzsignals enthalten ist (siehe Abb. 2.5). Im Prinzip erlaubt die Detektion des Interferenzsignals die Bestim-mung der absoluten Phaseϕ_CE. Allerdings ist das praktisch nicht möglich, da die fundamentalen und harmonischen Komponenten eine unbestimmte aber feste Phasendifferenz aufgrund der Materialdispersion innerhalb des Interfe-rometers akkumulieren. Im Weiteren soll diese unbekannte Phasendifferenz als Interferometerphase bezeichnet werden. Trotzdem erlaubt diese Metho-de die Messung Metho-der Impuls zu Impuls ÄnMetho-derungen von ϕ_CE, wie in [38] und [39] beschrieben. Gl. (2.34) ist also der Schlüssel zur Einzelschussmessung der CEP Drift ∆ϕ_CE in Verstärkersystemen mit bis zu einigen kHz Impulsfolge-frequenz.

Detektion im GHz-Bereich

SI kann allerdings nicht zur CE Phasenmessung in Laseroszillatoren verwen-det werden, aufgrund der hohen Impulsfolgefrequenz im Bereich von einigen

E_fund

Abbildung 2.6: Prinzip des RF Heterodyn-Verfahrens zur Detektion von

∆ϕ_CE eines Impulszuges mit Impulsfolgefrequenz im Radiofrequenzbereich.

E_fund und E_SHG entsprechen den Bezeichnungen in Abb. 2.5.

10 MHz bis zu einigen GHz. Deshalb müssen die Betrachtungen zu Gl. (2.34) auf den Fall eines Impulszuges erweitert werden. In diesem Fall führt der Interferenzterm in Gl. (2.34) zu einem Schwebungssignal mit der CE Fre-quenz f_CE, siehe Abb. 2.6. Man beachte, dass dieses Schwebungssignal auch dann entsteht, wenn ∆ϕ_GPO 2π ist, da ∆ϕ_CE als ∆ϕ_GPOmod(2π) ein-geht, so dass immer 0≤f_CE< f_Rep gilt. Dieses Schwebungsignal ist absolut synchron mit den relativen Phasendifferenzen zwischen Trägerwelle und Im-pulseinhüllender. Wie in Abb. 2.6 gezeigt, interferieren die überlagerten ν und 2ν Komponenten (E_fund und E_SHG) eines Eingangsimpulses konstruk-tiv bzw. destrukkonstruk-tiv entsprechend der absoluten CEP des Eingangsimpulses (zuzüglich der Interferometerphase). So überträgt sich die CEP Drift in ei-ne Amplitudenmodulation des Impulszuges der Frequenz f_CE, die sich mit schnellen Photodioden auflösen lässt (Anstiegszeit<10 ns).

Entsprechend der Amplitudenmodulation treten im Frequenzspektrum des modulierten Impulszuges neben der Trägerfrequenz (fRep) und dem Si-gnalband (f_CE(t)) die oberen und unteren Spiegelbänder (f_Rep ± f_CE(t)) auf [40]. Nach Fourier weist der unmodulierte Trägerimpulszug selbst ein Frequenzspektrum mit Harmonischen der Trägerfrequenz auf (n·fRep, n = 1,2. . .), so dass sich das vollständige Spektrum des amplitudenmodulierten Impulszuges aus dem Signalband und allen Trägerharmonischen, um die sich symmetrisch die Spiegelbänder ((n ·fRep)±fCE(t)) anordnen, zusammen.

Wird die Signalfrequenz größer als die Nyquistfrequenz f_Nyquist = f_Rep/2 ist das Abtasttheorem verletzt, und Signal- und Spiegelbänder überlappen sich. Daher entsteht genau bei den Vielfachen der Nyquistfrequenzk·fNyquist, k= 0,1. . .eine Ambivalenz, da Signal- und Spiegelbänder nicht voneinander zu trennen sind.

Es sei noch einmal hervorgehoben, dass keine der beiden hier diskutierten

2.4. Messverfahren 17

Abbildung 2.7: Prinzip des RF Heterodyn-Verfahrens zur Detektion derf_CE eines Impulszuges. Das Schema spiegelt den Koordinatenursprung anν =ν₁ und verlagert so den Frequenzkammversatz f_CE aus dem Radiofrequenzbe-reich in den optischen BeRadiofrequenzbe-reich nichtverschwindender spektraler Leistungs-dichte

Methoden die Messung der absoluten CE Phase erlaubt. Basierend auf den Betrachtungen im letzten Abschnitt kann man dasν-2νHeterodyn-Verfahren als eine Überlagerung von zwei Frequenzkämmen verstehen (siehe Abb. 2.7).

Überlagert man einen beliebig breitbandigen Impulszug mit seiner zweiten Harmonischen, ergibt sich folgende Situation:

E⁺(t) =E⁺(t) +E_SHG⁺ (t) Überträgt man dies in den Spektralraum, vereinfacht sich die Faltung unter Ausnutzung der Linearität der Fourier Transformation zu einer Multiplika-tion Es sei betont, dass die Moden des harmonischen Frequenzkamms um die doppelte CE Frequenz versetzt sind. Da die Frequenzkämme beliebig breit-bandig sind, gibt es einen spektralen Bereich, in dem sich beide Kämme

überlagern. Detektiert man in diesem Bereich das Signal mit einem Detektor dessen Bandbreite im Bereich der Impulsfolgefrequenz f_Rep ist, können nur nah beieinander liegende Kammmoden detektiert werden. Zur Vereinfachung seien hier nur die benachbarten Kammmoden aus je einem Kamm betrach-tet, d.h. die Kämme von Delta-Funktionen reduzieren sich jeweils zu einer Delta-Funktion, wobei m=m⁰ gilt

Ee⁺(ω) =A^e(ω−ω_c−ω_CE)·δ(ω−mω_Repω_CE)

+A^e_SHG(ω−ω_SHG−2ω_CE)·δ(ω−mω_Rep2ω_CE). (2.37) Die Rücktransformation in den Zeitraum liefert

E⁺(t) = a(e^{i(mωRep+ωCE)t}+e^{i(mωRep+2ωCE)t}). (2.38) Hierbei ist wiederum zur Vereinfachung angenommen, dassA(mωRep+ωc) = A_SHG(mω_Rep+ω_SHG) = a. Um das reelle Zeitsignal zu erhalten, bildet man den Realteil

E(t) = 2Re^hE⁺(t)ⁱ

= 2a[cos ((mω_Rep+ω_CE)t) + cos ((mω_Rep+ 2ω_CE)t)]. (2.39) Unter Verwendung der Additionstheoreme ergibt sich

E(t) = −4a

"

sin (2mω_Rep+ 3ω_CE)t 2

!

·sinω_CEt 2

#

. (2.40)

Der Term bei der Summenfrequenz liegt weit außerhalb der Detektorband-breite und kann damit vernachlässigt werden. Unter Verwendung weiterer Eigenschaften der trigonometrischen Funktionen erhält man das Detektorsi-gnal

I(t)∝E²(t) = 1

2(1−cos (ω_CEt)) (2.41) Die mathematischen Betrachtungen sind in Abb. 2.7 veranschaulicht. Die Mode k₁ aus dem niederfrequenten Bereich eines oktavenbreiten Frequenz-kamms wird frequenzverdoppelt zur Frequenz 2ν₁ = 2k₁f_Rep+ 2f_CE, so dass sie um das Zweifache der CE-Frequenz versetzt ist. Überlagert man nun die harmonische Mode mit der benachbarten fundamentalen Mode, die nur um die einfache CE-Frequenz versetzt istν₂ =k₂f_Rep+f_CE, kann man die Diffe-renzfrequenzf_CEals Schwebung im RF-Spektrum messen 2·ν₁−ν₂ =f_CE[3].