Superkontinuum aus einem Plasmafilament

(2.28) und wird für die Justage benötigt, während der Winkel, unter dem der Idler abstrahlt, durch die Phasenanpassung vorgegeben ist.

Damit schließt die theoretische Beschreibung optisch-parametrischer Verstärker. Die folgen-den Abschnitte sind dem Aufbau der verschiefolgen-denen optisch-parametrischen Verstärker sowie der Erzeugung eines Weißlichts gewidmet.

2.2.4. Superkontinuum aus einem Plasmafilament

Breiten sich Femtosekundenimpulse in einem transparenten Material aus, können Effekte durch nichtlineare Licht-Materie-Wechselwirkung die zeitlichen, räumlichen und spektralen Eigenschaften der Impulse drastisch verändern. Bei sehr hohen Intensitäten in der Größen-ordnung von GW cm⁻² findet in dielektrischen Medien eine starke spektrale Verbreitung statt [Alf70a, Alf70b, Cou07, Ber07, Bra09]. Die entstehenden Spektren werden Superkonti-nuum oder Weißlicht genannt und spielen eine wichtige Rolle in den OPAs dieser Arbeit. Mit ihrer großen Bandbreite, welche größer als eine Oktave werden kann, dienen sie als Seed für die OPAs.

Der Weißlichterzeugung liegen verschiedene nichtlineare Effekte zugrunde. Hohe Intensi-täten führen zum optischen Kerreffekt, welcher eine intensitätsabhängige Modulation des Brechungsindex verursacht. Die Folge ist Selbstfokussierung des Laserstrahls und damit wie-derum eine weitere Erhöhung der Intensität. Im Grenzfall führt dies zu einem Kollaps des Laserstrahls und meistens einer Beschädigung des nichtlinearen Mediums [Mar05]. Bevor der Strahl kollabiert, erreicht die Intensität in vielen Materialien jedoch einen Wert, ab dem Ioni-sation im Medium auftritt. Mehrphotonenprozesse führen zu Absorption des Laserstrahls und es bildet sich ein Elektron-Loch-Plasma im Medium. Das Wechselspiel zwischen der Selbst-fokussierung des Kerreffektes, Beugung des Strahls und den defokussierenden Eigenschaften des Plasmas ergeben einen Plasmakanal, auch Plasmafilament genannt, welcher sich durch

2.2. Optisch-parametrische Verstärker

das Medium zieht. Gleichzeitig tritt bei diesen hohen Intensitäten Selbstphasenmodulation auf. Diese moduliert die instantane Frequenz der Impulse und führt so zu starker spektraler Verbreiterung. Auf der hochfrequenten Seite des Spektrums skaliert die Abschneidefrequenz, die bei der Verbreiterung erreicht wird, in etwa mit der Größe der Bandlücke. Gleichzeitig wird ein Plasmafilament nur dann beobachtet, wenn das Verhältnis aus Bandlückenenergie zur Photonenenergie etwa vier oder größer ist [Bro99].

Um mit der Fundamentalwellenlänge des Verstärkers von 1030 nm (entspricht 1.2 eV) Spek-tren mit großer Bandbreite im sichtbaren Spektralbereich zu erzeugen, eigenen sich daher besonders Kristalle wie Yttrium-Aluminium-Granat (YAG), Saphir, Calciumdifluorid, KGW oder Yttrium-Vanadat (YVO4) [Bra09]. Die Bandlückenenergie beträgt beispielsweise 5.9 eV für YAG und 6.5 eV für Saphir. Diese Materialien werden zudem oft als Wirtskristall für aktive Medien in Lasern eingesetzt und zeichnen sich durch besonders hohe Zerstörschwellen und sehr gute verfügbare Kristallqualität aus [Bas10].

Abbildung 2.8.: Photographie der Weißlichterzeugung. Der Pumplaser mit Wellenlänge 1030 nm (NIR pump) wird in einen YAG-Kristall fokussiert und erreicht dort eine Spitzenintensität von 90 GW cm⁻². Innerhalb des Kristalls bildet sich ein Plasmakanal (Filament) aus, welcher im Bild blau leutend zu erkennen ist. Auf dem Schirm rechts ist die Mode des erzeugten Superkontinuums zu sehen.

Abbildung 2.8 zeigt eine Photographie der Weißlichterzeugung. Der Laserstrahl besitzt die Fundamentalwellenlänge des Verstärkers von 1030 nm und ist auf dem Bild schematisch als Pfeil dargestellt. Zur Weißlichterzeugung wird ein kleiner Anteil vom Ausgang des Verstärkers abgespalten und mithilfe eines variablen Graufilters auf etwa 0.5 µJ Impulsenergie eingestellt.

Eine Irisblende gefolgt von einer Linse mit Brennweite f = 100 mm formen und fokussieren den Strahl, wodurch eine Spitzenintensität von 90 GW cm⁻² erreicht wird. In der Fokalbene befindet sich ein Plättchen mit 2 mm Dicke aus YAG, in welchem das Plasmafilament entsteht.

Das Plasma ist in der Abbildung blau leuchtend zu erkennen. Durch Streuung an der unpolier-ten Kante des Plättchens erscheint das Filament jedoch deutlich größer als seine tatsächliche Größe von etwa 50 µm. Hinter dem Plättchen sorgt ein schmalbandiger Sperrfilter für die Unterdrückung der Fundamentalwellenlänge (nicht gezeigt) und der Weißlichtstrahl fällt auf einen weißen Schirm. Die Mode besitzt ein sehr homogenes und rotationssymmetrisches Profil.

Nur zum Rand hin zeigen sich einige Ringe in unterschiedlichen Farben, weswegen für die weitere Verwendung der innere Anteil der Mode mit einer weiteren Irisblende ausgeschnitten wird.

0 . 3 0 . 6 0 . 9 1 . 2 1 . 5 1 . 8 2 . 1 2 . 4 1 0 ^{- 3}

1 0 ^{- 2} 1 0 ^{- 1} 1 0 ⁰ 1 0 ¹ 1 0 ²

W L o p t i m i z e d f o r V I S W L o p t i m i z e d f o r I R

Spectral energy density (pJ/nm) W a v e l e n g t h ( µ m )

Band-stop filter

4 3 2 1 0 . 8 0 . 6

P h o t o n e n e r g y ( e V )

Abbildung 2.9.: Spektrale Energiedichte des Weißlichtsuperkontinuums, erzeugt in einem 4 mm dicken YAG-Kristall. Die Impulsenergie bei der Erzeugung und die Fokallänge werden individuell für die Spektren mit Wellenlängen länger als die Fundamentalwellenlänge (rechts, gelb) und kürzer als die Fundamentalwellenlänge (links, blau) optimiert. Der grau hinterlegte Bereich wird mit Farbfiltern blockiert, er enthält die Fundamentalwellenlänge von 1030 nm.

Die spektralen Energiedichten zweier typischer Weißlichtspektren zeigt Abbildung 2.9. Durch Variation der Intensitäten im Kristall, der mikrometergenauen Positionierung des Kristalls im Strahlengang und der Dicke des verwendeten Kristalls kann das erzeugte Spektrum auf verschiedene Spektralbereiche optimal eingestellt werden. Impulsenergien von 1 µJ ergeben sehr stabile Emission von 400 nm bis zu 1 µm. Der kurzwellige Anteil des Spektrums besitzt ein Plateau mit intensiven Komponenten bis etwa 500 nm und bricht zu kürzeren Wellenlän-gen stark ein, wie die logarithmische Skala zeigt. Hohe Impulsenergien von 2 µJ und mehr verschieben die Abschneidefrequenzen im Sichtbaren und Infraroten zu Wellenlängen, die weiter von der Fundamentalwellenlänge entfernt sind. Im Sichtbaren kann so die Abschneide-frequenz etwas weiter verschoben werden (gestrichelt schwarz in Abbildung 2.9), was jedoch zu weniger Intensität und mehr Fluktuationen im Spektralbereich um 700 nm führt. Bei mittleren Impulsenergien von 1.4 µJ finden sich sehr gute Bedingungen für das Weißlicht auf der langwelligen Seite der Fundamentalwellenlänge. Hier fällt die Energiedichte exponentiell zur Abschneidefrequenz hin ab.

Zusätzlich zum Einsatz als Seed für die OPAs, finden Teile des Weißlichtspektrums Ver-wendung als Abfrage-Spektrum in den durchgeführten Anrege-Abfrage-Experimenten. Der sichtbare Anteil des Spektrums für sich betrachtet besitzt bereits eine bandbreitenbegrenze Impulsdauer von 3 fs. Auch ohne Impulskompression kann damit durch spektral selektive De-tektion eine herausragende Zeitauflösung von wenigen Femtosekunden erreicht werden [Pol10]

(vgl. Kapitel 1.3). Um die nötigen Korrekturen des Messsignals auf ein Minimum zu re-duzieren ist es dennoch von Vorteil, die Impulse zeitlich zu komprimieren. Dazu kommen für den Spektralbereich von 450 nm bis 750 nm dielektrische Spiegel mit speziell angepass-ter Gruppengeschwindigkeitsverzögerung zum Einsatz. Diese korrigieren die spektrale Phase der Abfrage-Impulse. Der Zeitnullpunkt in Anrege-Abfrage-Experimenten ist dann für jede

2.2. Optisch-parametrische Verstärker

Abfrage-Wellenlänge identisch. Details zur Kompression und den dielektrischen Spiegeln sind in Abschnitt 2.2.7 enthalten.

Neben dem sichtbaren wird auch der infrarote Spektralbereich des Weißlichts als Abfrage-Spektrum verwendet. Zur Impulskompression stehen hier jedoch keine geeigneten dielektri-schen Spiegel zur Verfügung und die Gruppengeschwindigkeitsverzögerung wird mit einem Prismenkompressor ausgeglichen [She98]. Dazu kommen zwei Prismen des Schwerflintglases SF10 zum Einsatz, welches einen für Gläser hohen Brechungsindex und starke Dispersion aufweist. Die Prismen sind unter einen Winkel von 61° geschnitten und mit einem Apexab-stand von 140 mm aufgestellt. Im Anteil des Spektrums nahe der Fundamentalwellenlänge bei etwa 1030 nm - 1050 nm ist der Verlauf der spektralen Phase besonders steil und kann in dieser Geometrie nicht korrigiert werden. Diese spektralen Anteile werden daher mit einer Rasierklinge in der Fourierebene des Prismenkompressors blockiert. Anschließend beträgt die erreichte Impulsdauer 14 fs, wogegen das in Abbildung 2.9 gezeigte Spektrum eine bandbrei-tenbegrenzte Impulsdauer von 9.5 fs besitzt.