Mode Locking
Generazione di impulsi laser di brevissima durata temporale
Simone Cialdi
Outline
Analisi delle ultime misure
Modulatore AO per Q-switch
Misura del delay time per la formazione dell’impulso
Modulatore EO per Q-switch
Generazione di seconda armonica
Mode Locking (principio di funzionamento)
Realizzazione pratica
Mode Locking attivo
Mode Locking passivo
Compensazione della dispersione
Teoria di Kuizenga-Siegman
Condizione per ottenere ML stabile
Misura della lunghezza dell’impulso
Autocorrelatore
Modulatore acusto-ottico
assorbitore
onda acustica
Il fascio diffratto si forma
quando ottengo la conservazione
dell’impulso (devo distruggenre
il fotone di ingresso e un fonone
per generare un fotone)
r
k sin (Θ B ) =
piezo
RF
L
ΘB
Generatore RF a 27MHz
Leggi di conservazione: (energia e
impulso)
ν ' =ν + F
r r r
k '= k + K
ν >> F = 27 MHz
r 2π F
K =
V
r
k'
V ≈ 5000m / s
velocità onda
acustica nel quarzo
r
K
2
r
K
r
k
r r
k ≈ k'
Perchè i due fotoni hanno circa
la stessa energia
Λ
∆φ ≈ ≈ 7 mrad > Θ B ≈ 1.5mrad
h
V
Lunghezza d’onda
Λ=
dell’onda acustica
F
A causa della diffrazione
l’onda acustica non è piana
∆φ
ν '=ν + F
∆φ >> Θ B
ν '=ν − F
zio
ne
r
k ''
ra
Regime di Raman-Nath
r
k
ne
all’uscita del modulatore vedo due fasci
diffratti
-1
ge
h
ΘB
distruzione
r
k'
r
Kφ '
r
Kφ ''
Apparato per la verifica della diffrazione e dello shift in frequenza
Sullo spettro vedo due picchi a 27MHz e
27x2=54MHz
oscilloscopio
rosmetro
27 MHz
54 MHz
1
1 1
=
+
f S o Si
RF
AO
f
2f
2f
fotodiodo
Nd:YAG
Laser
Apparato per la misura del delay time relativo alla formazione dell’impulso
propagazione
formazione
RF
N p = No
τD =
No
Ni =
I sd I s
Np
I s − I sd
(I − I sd )
τC
Ni
−1
Np
=
τC
x −1
diffusore
fotodiodo
AO
Nd:YAG
BP
Laser
Procedura per la misura del delay time
Media di N impulsi
Fit della parte ritagliata
In questa parte si considera
costante l’inversione di
popolazione
x −m3
y = m1 + m2 e
ns
1
τD
2
Dati 2011
τD
3
4
I
Dati 2012
Misura ad alto rep. rate 10kHz, gruppo 3
ns
τD
τD =
τC
∆t
−


τ
(x − 1)1 − e 


In questo caso il tempo di ricarica è più piccolo del tempo di emissione spontanea, quindi
Ni è più piccolo rispetto al previsto. Inoltre va considerato il fatto che alla fine
dell’impulso l’inversione di popolazione non è 0. Un valore approssimato per l’inversione
di popolazione dopo l’impulso è Np.
∆t
∆t
− 
−

N i* = N i 1 − e τ  + N p e τ


τD =
τC
 N i* 

− 1
N

 p 
=
τC
∆t
−


τ 

(x − 1)1 − e 


Laser Q-switched con modulatore EO
Riflettore
Roc=3m
λ/4x2
Accoppiatore d’uscita
con profilo gaussiano
BP
Nd:YAG
Pockels cell (λ/4x2)
Quando viene applicato l’impolso HV alla PC
complessivamente la λ/4 e la PC non toccano la
polarizzazione che quindi rimane H e non si hanno perdite
aggiuntive rispetto a quelle dell’accoppiatore d’uscita.
Generazione di seconda armonica con cristallo KDP
fotodiodo veloce con filtro
interferenziale @ 532nm
L’energia dell’impulso è di
150mJ e la lunghezza circa
12ns
fotodiodo veloce con filtro
passa alto @ 715nm
-50
Pellin-Broka
prism
Laser
+100
KDP 2cm
Abbiamo verificato che la
lunghezza della 2° armonica è
circa quella della 1° divisa per
radice di 2 (il profilo della 2° è
il quadrato del profilo
temporale della 1°)
La linea nera
tratteggiata è il
quadrato della 1°
armonica (+ una
traslazione)
Abbiamo usato un sistema
telescopico per aumentare
l’intensità dell’impulso nel
cristallo (circa 200MW/cm2,
quindi ben minore della soglia
di danneggiamento che è circa
1GW/cm2)
1st
2nd
Mode locking
Principio di funzionamento
Considero la sovrapposizione di N modi longitudinali scorrelati in fase
∆ω = 2π FSR
Eo2
ωo
∆ω L
ω
campo
elettrico
E (t ) =
n
∑E e
l =− n
i (ωo + l ⋅∆ω )t + iϕ l
o
periodo che va come l’inverso del FSR
ϕl = RNDl
La fase del modo è casuale
Nel dominio temporale
ottengo un andamento
irregolare
larghezza minima che va come
l’inverso della larghezza
spettrale
Cosa succede se impongo la stessa fase per tutti i modi?
n
i (ω
(
)
E t = ∑ Eoe
ϕl = 0
l=−n
A (t ) =
n
∑E
l=−n
o
e
il ⋅ ∆ ω t
la distanza tra gli
impulsi è l’inverso
del FSR
∆τp
o
+ l ⋅ ∆ ω )t
=
iω t
(
)
A t e
o
sin ((2 n + 1)∆ ω ⋅ t / 2 )
= Eo
sin (∆ ω ⋅ t / 2 )
2π
1

=
=
τ
 p ∆ω ∆ν

2π
1

=
∆τ p ≅
(2n + 1)∆ω ∆ν L

 A(0 )2 = (2n + 1)2 E 2
o


Ottengo un treno di impulsi. La lunghezza
dell’impulso è l’inverso della larghezza spettrale
1
FSR
Laser con Mode-Locking
?
treno di impulsi
Per ottenere tanti modi con una fissata relazione di fase dobbiamo inserire nella
cavità un qualcosa che partendo da un modo già presente forzi i suoi primi vicini a
nascere con la stessa fase.
ν0
ν 0 − FSR
ν 0 + FSR
Si può ottenere ciò inserendo nella cavità un modulatore attivo o un modulatore passivo.
Mode locking con modulatore Attivo
Situazione iniziale
Laser
Mezzo attivo
Mode locker
(il modulatore delle perdite è
un modulatore acusto-ottico
risonante)
Il mode locker introduce delle perdite
modulate con un periodo pari al round-trip
della cavità. L’impulso nasce sul minimo
delle perdite e ad ogni round-trip le sue
code vengono abbassate.
Dopo la messa in fase
Modulatore AO per il mode-locking
In questo caso la potenza inviata dal generatore RF è costante ma poichè si forma
un’onda stazionaria abbiamo un’efficienza di diffrazione periodica con periodo pari a 2
volte la frequenza della RF
Aria = alta riflettività per l’onda acustica
Onda stazionaria
Se la RF è alla frequenza F
allora la modulazione
avviene alla frequenza 2F (e
2F deve essere uguale al
FSR)
compressione
dilatazione
t=0
t=T/4
piezo
T=1/F
t=T/2
RF
Le due configurazioni a t=0 e t=T/2 sono identiche dal punto di vista della
diffrazione dell’onda ottica
Effetto del modulatore AO risonante su un modo della cavità
Ain (t ) = cos(ωo t )
M
 δ

Aout (t ) = Ain (t ) ⋅ 1 − (1 − cos(ωmt ))
 2

δ
δ
δ
 δ
Aout (t ) = 1 −  cos(ωo t ) + cos((ωo + ωm )t ) + cos((ωo − ωm )t )
4
4
 2
La modulazione stimola la formazione dei due modi
laterali (se ωm è uguale al 2πFSR) rispetto ad un
modo centrale con la stessa fase di questo.
ωo − ω m
ωo
ωo + ω m
2πFSR
Mode locking con modulatore Passivo
Assorbitore saturabile
In generale è un oggetto che
introduce maggiori perdite sulle
basse intensità
Assorbitore saturabile (DYE, semiconduttore: SESAM)
Nel dominio temporale l’assorbitore
saturabile taglia le code dell’impulso
perchè le perdite aumentano al diminuire
della potenza
Assorbitore saturabile a semiconduttore: SESAM
Funziona in riflessione e
viene messo al posto del
riflettore posteriore della
cavità
Tipico andamento della riflettività di un
SESAM in funzione della fluenza
RSESAM
F A
≈ 1 − ∆Rns − ∆R sat
Ep
area dello
spot sul
SESAM
energia
dell’impulso
Modulatore passivo ad effetto Kerr
Il taglio delle code dell’impulso in questo caso avviene perchè il mezzo attivo (Ti:Sa)
ha un’indice di rifrazione che aumenta (non linearità al 3° ordine) in funzione
dell’intensità dell’impulso. Dunque la parte dentrale (dal punto di vista temporale) e
le code dell’impulso vengono focalizzate con due focali diverse. Per mezzo di una
fenditura oportuna si può rimuovere energia dalle code che dal punto di vista spaziale
sono più larghe.
Gli ordini di grandezza sono: lunghezza decine di fs, energia (dentro la cavità) decine
di nJ, dimensione nel mezzo attivo decine di µm. Ovvero intensità maggiori di
10GW/cm2 (la soglia di danneggiamento rispetto all’intensità aumenta come la radice
della lunghezza dell’impulso)
Kerr-lens mode locked laser
n = no + n2 I
picco
fenditura
code
Teoria di Kuizenga-Siegman
Vogliamo ricavare il profilo temporale dell’impulso. Quindi dobbiamo scrivere gli
operatori associati a tutti gli elementi ottici della cavità e trovare gli autostati
dell’equazione risultante.
Mezzo attivo
Perdite
Modulatore
Tˆg
Tˆl
Tˆm
campo elettrico
condizione di
ciclicità
E (t ) = A(t ) e
− iωo t
TˆmTˆl Tˆg A(t ) = A(t )
portante
ampiezza
complessa
Operatore associato al mezzo attivo
Singolo passaggio
Inizio a scrivere l’equazione nel dominio
spettrale
G (ω ) = e g (ω ) = eσN l
I out (ω ) = G (ω ) ⋅ I in (ω )
  2ω  2 
go

g (ω ) =
≈ g o 1 − 

2
  ∆ω  
 2ω 


1+ 

 ∆ω 
G (ω ) ≈ e e
go
 2ω 
− go 

 ∆ω 
Tˆg
Considero una larghezza di riga
lorentziana e la sviluppo rispetto al
centro. Quindi dico che il contenuto
spettrale dell’impulso sarà più piccolo
rispetto alla larghezza di riga. Questo
è ciò che tipicamente si ottiene.
2
Notare che il guadagno sulle code spettrali è
minore e dunque il mezzo attivo si comporta come
un “assrobitore” sulle code nel dominio spettrale
Se considero l’ampiezza del campo ottengo:
Aout (ω ) = G (ω ) Ain (ω )
go
2
G (ω ) ≈ e e
g  2ω 
− o

2  ∆ω 
2
Inoltre devo considerare che l’impulso passa due volte nel mezzo attivo
(cavità lineare):
Doppio passaggio
t g2 = e g o e
 2ω 
− go 

 ∆ω 
2
2


ω
2




≈ (1 + g o ) 1 − g o 


 ∆ω  

Ed eliminando il pezzo con go2 ottengo:
2


2
ω


2

t g ≈ 1 + g o 1 − 

  ∆ω  


= tg
Adesso devo passare dal dominio spettrale a quello temporale per mezzo delle proprietà
della trasformata di Fourier:
2


2


2
2
t g = 1 + g o 1 − 
ω 

  ∆ω 



d2
−ω → 2
dt
2
  2 2 d 2 

Tˆ g = 1 + g o 1 + 

  ∆ω  dt 2 


Questo è l’operatore da associare al mezzo attivo nel caso di doppio passaggio nel
dominio temporale. Notare che il mezzo attivo tende ad allungare l’impulso.
Operatore associato alle perdite
Tˆl
In questo caso conviene scrivere subito l’operatore nel dominio temporale:
I out (t ) = e −2δ I in (t )
Aout (t ) = e Ain (t ) ≈ (1 − δ ) Ain (t )
−δ
Tˆl = 1 − δ
Notare il fatto che gli operatori sono scritti per le ampiezze e quindi c’e’ un fattore 2
da considerare quando si passa alle perdite relative all’intensità o all’energia.
Operatore associato al modulatore attivo
Tˆm
Riscrivo la modulazione già introdotta a pg. 16 nel dominio temporale
 δ

Aout (t ) = Ain (t ) ⋅ 1 − (1 − cos(ωmt )) ≈
 2

 δ
1
 δ
2 
2
Ain (t ) ⋅ 1 − 1 − 1 + (ωmt )   = Ain (t ) ⋅ 1 − (ωmt ) 
2

 4

 2
δ
 δ
2
2
ˆ
Tm = 1 − (ωmt )  ≈ 1 − (ωmt )
2
 4

2
δ
2
ˆ
Tm = 1 − (ωmt )
2
Ovviamente il modulatore schiaccia le code nel dominio temporale
doppio
passaggio
Equazione per il mode locking attivo
TˆmTˆl Tˆg A(t ) = A(t )

  2 2 d 2  
 δ
2


(
)
(
)
γ
ω
1
1
t
Tˆ gTˆl Tˆm = 1 + g o 1 + 
−
−


≈
m
2 



ω
dt
∆



 2




  2 2 d 2 
δ
2
prendo solo i pezzi al primo


(
)
1 + go 1 + 
−
γ
−
ω
t

m
ordine
  ∆ω  dt 2 
2


   2  2 d 2 

δ
2
 − γ − (ωmt )  A(t ) = 0

 g o 1 + 
2 
2
   ∆ω  dt 

Notare che questa è l’equzione di un oscillatore armonico quantistico con t al posto di x
e con A(t) al posto della funzione d’onda. Quindi conosciamo la soluzione.
Gli autostati sono:
An (t ) = H n (ω p t )e
−
ω 2p t 2
2
polinomi di Hermite
1
4
 δ   ωm ∆ω 
 
ω p = 

2
g
2

 o 
con la
seguente
condizione
di bilancio
energetico
1
2
2ω p2 
1
g0 − γ = g0
n+ 
2 
∆ω 
2
La larghezza a metà altezza dell’impulso gaussiano (stato fondamentale) considerando
l’intensità è:
1
2
1
4
 2 2 ln 2   g o   1
   
∆τ p = 
2
  δ   ν ∆ν
π
 m


1
2

0.45
 ≈
ν m ∆ν

Come era prevedibile la lunghezza dell’impulso è tanto più breve quanto più è grande la
larghezza di riga. Inoltre gli stati eccitati con n maggiore di 0 decadono a causa della
presenza dei termini di ordine superiore.
Equazione per i mode locking passivo
Ovviamente dobbiamo riscrivere l’operatore del modulatore:
Singolo passaggio
Aout (t ) = t sa Ain (t ) = e
−
γ sa
2
Doppio passagio
Ain (t )
t sa2 = e −γ sa
In generale per un assorbitore saturabile avremo un coefficiente di assorbimento del
tipo:
γ sa =
γ'
I
1+
Is
Intensità di
saturazione
dell’assorbitore
t =e
2
sa
−γ sa
≈ 1 − γ sa

I 
≈ 1 − γ ' 1 − 
 Is 


I
Tˆs = 1 − γ + γ  
 Is 
'
'
Riscrivo l’equazione di ciclicità:
2
   2  2 d 2 
A(t ) 
'
'
 −γ −γ −γ

 g o 1 + 
 A(t ) = 0
2 
*
I s 
   ∆ω  dt 
Che è un’equazione di Schrodinger non lineare con soluzione:
 t 
A(t ) = Ao sec h 
τ 
 p
1
2
 2 g o   2  I * s 
τ p =  '  

2


∆
γ
ω


A


 o 
1
2
4go
γ + γ − go =
∆ω 2τ p2
'
Condizione per ottenere Mode-Locking stabile nel caso
passivo:
Se la potenza media contenuta nella cavità aumenta le perdite dell’assorbitore
diminuiscono e ciò contribuisce a far aumentare ulteriormente la potenza. Questo
processo può crescere esponenzialmente e generare un impulso di Q-switch con
all’interno un treno di impulsi di Mode-Locking.
Sia quando si vuole lavorare in regime di ML stabile sia quando si vuole lavorare in
regime di Qs-ML è fondamentale conoscere la condizione per cui si ha ML stabile.
Per ottenere questa condizione si devono linearizzare le equazioni del laser
(come abbiamo fatto per trovare le oscillazioni di rilassamento) aggiungendo le
perdite dell’assorbitore:
1
 dN
 dt = R − Boφ N − τ N
 dφ
1

= Vo Boφ N − φ
 dt
τ 'c
1
 dN
 dt = R − Boφ N − τ N
 dφ
1
1

q A (φ )φ
= Vo Boφ N − φ −
 dt
τc
TRT
Ho scritto che le perdite q dipendono dai fotoni in
cavita (ovvero i fotoni dell’impulso)
Senza il nuovo termine dopo la linearizzazione ottenevo:
d 2δφ 2 dδφ
2
+
+
ω
δφ = 0
2
dt
to dt
 df 2τ
to = x

 df
ω = x − 1

τ cτ
Per trovare la nuova equazione mi basta derivare il nuovo termine rispetto al
tempo:
d 1
1
q A (φ )φ ≈
dt TRT
TRT
 dq A (φ0 )
 dφ

φ0 + q A (φ0 )
 dφ
 dt
Quindi la nuova equazione diventa:
d 2δφ  2
1

+ +
2
dt
 to TRT

dq A   dδφ
 q A (φ0 ) +
φ0  
+ ω 2δφ = 0
dφ   dt

Le perdite dell’assorbitore all’equilibrio possono essere inglobate nel termine con t0
d 2δφ  2
1 dq A  dδφ
2


+
+
φ
+
ω
δφ = 0
0
2

dt
 t 'o TRT dφ  dt
Il problema è che la derivata delle perdite dell’assorbitore è negativa e quindi può
introdurre una soluzione divergente (innesca l’impulso di Qs)
Dunque la condizione per avere ML stabile è:
dq A
2
φ0 < TRT
dφ
t 'o
Che posso riscrivere con l’energia dell’impulso in modo ovvio:
dq A
T
E p < 2 RT
dE p
t 'o
Adesso la devo riscrivere in modo più esplicito:
2τ
t 'o =
x
df
e x lo ricavo da:
Ep
hν
=φ =
Leff S
τ σc
(x − 1)
Lezione 1
Sostituendo ottengo:
Ep
dq A
TRT
Ep <
+
dE p
τ
Esat , L
dove
Esat , L
hν
=S⋅
2σ
Nel caso del SESAM (vedi pg. 18) poichè ho:
1 − q A = RSESAM
F A
≈ 1 − ∆Rns − ∆R sat
Ep
dq A
F A
= ∆R sat 2
dE p
Ep
E quindi la condizione diventa:
∆R
Esat , A
Ep
<
TRT
τ
+
Ep
dove:
Esat , L
Esat , A = Fsat A
E approssimativamente si può scrivere:
∆R
Esat , A
Ep
<
Ricordare che questa è l’energia
dell’impulso all’interno della cavità.
Nota: questa condizione è praticamente
impossibile da ottenere nel caso di un
Nd:YAG con diamentro di 1mm circa...
Ep
Esat , L
Ovvero:
E > ∆R ⋅ Esat , A Esat , L
2
p
In sostanza non si forma un impulso di Qs se l’assorbitore e il mezzo attivo sono ben
saturati, ovvero non rispondono alla sollecitazione
Misura della lunghezza dell’impulso
Autocorrelatore: genero due repliche dell’impulso e le mando su un cristallo non
lineare. Prendo l’intensità delle seconda armonica in funzione del delay-time tra le
repliche.
Nella generazione di seconda armonica due fotoni alla frequenza ω vengono distrutti e
viene creato un fotone alla frequenza 2ω. L’intensità della seconda armonica è
proporzionale al quadrato della prima:
Cristallo non lineare
I 2ω (t ,τ ) ∝ I ω (t )I ω (t + τ )
I tempi di risposta del fotodiodo sono molto
più lunghi della lunghezza dell’impulso,
quindi il segnale del fotodiodo è
proporzionale all’integrale nel tempo
dell’impulso di seconda armonica:
τ
fotodiodo
Quindi la tensione all’uscita del rivelatore è:
Nota: in questo caso devo ottenere il phasematching del caso non collineare
V (τ ) ∝ ∫ dt I ω (t )I ω (t + τ )
Nota: se τ è maggiore della lunghezza degli
impulsi non genero seconda armonica
Esempio di schema di un autocorrelatore (senza riflesso verso il laser)
volmetro
fotodiodo
BBO
V (τ ) ∝ ∫ dt I ω (t )I ω (t + τ )
lente
Nel caso gaussiano:
I ω (t ) ∝ e
BS
prisma montato
su una slitta che
può traslare
lungo x
x
τ=
2x
c
2t 2
− 2
∆
V (τ ) ∝ e
−
τ2
∆2
quindi la lunghezza del’impulso è quella
dell’autocorrelazione divisa per radice di 2
Nota: la lunghezza dell’impulso in generale non è uguale all’inverso della larghezza
spettrale perchè l’impulso può avere un contenuto in fase. Per questo non può essere
usato in interferomentro per misurarne la lunghezza.
Esempio: calcolare la lunghezza di un impulso con la seguente ampiezza spettrale
A(ω ) = A0 e
−
ω2
∆2
e
1
i βω 2
2
Questo impulso ha uno spettro gaussiano ma in più ha una fase spettrale parabolica,
quando si passa al dominio temporale la fase contribuisce alla lunghezza
dell’impulso. Questo non è un esempio esotico ma banale, infatti un impulso
acquista questo termine di fase quando attraversa un qualsiasi materiale.
Intuitivamente l’allungamento dell’impulso è dovuto al fatto che frequenze diverse
viaggiano a velocità diverse con un delay time pari a:
d
τ (ω ) =
φ (ω ) = βω
dω
analogo della frequenza
istantanea
Compensazione della dispersione
Quando l’impulso attraversa il mezzo attivo acquista questo termine di fase parabolico e ciò
impedisce di ottenere impulsi brevissimi (sotto i 100fs). Per evitare questo si può aggiungere
alla cavità un compressor a prismi:
Materia: dispersione positiva
t
Compressor a prismi:
dispersione negativa
blu
red
t
Per completare l’argomento possiamo scrivere la propagazione di un impulso
qualsiasi all’interno di un materiale:
z
z=0
All’inizio l’impulso ha un’ampiezza spettrale qualsiasi A(ω), dopo una
propagazione z all’interno del materiale otteniamo:
E (t , z ) = ∫ A(ω ')e
− iω ' t + ik (ω ' ) z
dω '
Ovvero, il campo è dato dal contributo (integrale) di tutte le frequenze con le
relative propagazioni spaziali. Adesso mi conviene sviluppare k rispetto alla
frequenza centrale:
E (t , z ) = e
≈e
− iω 0 t
~
− iω t + ik (ω0 +ω ) z
dω ' ≈
∫ A(ω )e
−iω0t + ik 0 z
~
∫ A(ω )e
dk
1 d 2k 2
− iω t + i ω z + i
ω z
2
dω
2 dω
dω '
ω è lo shift rispetto alla portante
Termine lineare: traslazione alla velocità di
gruppo dell’impulso (vedi proprietà della
trasformata)
dω
Vg =
dk
Termine parabolico:
dispersione
d 2k
z
β=
2
dω
Notare che:
λ2 d  2π
1
dk dλ dk
 n λ dn
=
=
=−
n(λ ) = −

Vg dω dω dλ
2π c dλ  λ
 c c dλ
Poichè la derivata di n rispetto a λ è negativa la velocità di
gruppo è sempre minore della velocità di fase (dipersione
normale)
Varie:
L’autocorrelatore funziona solo se abbiamo infinite copie dell’impulso e se cambiamo
il delay time durante la misura per mezzo di un dispositivo meccanico. E’ possibile
però ottenere l’intera curva di autocorrelazione con un singolo impulso e senza
muovere la slitta.
Autocorrelatore a singolo impulso: considerare che 1ps = 0.3mm in aria
Cristallo NL
2θ
x
x=
Vgτ
tg (θ )
CCD
w
gli angoli sono quelli
all’interno del cristallo
impulsi
Il profilo trasverso della seconda armonica è esattamente il profilo della curva di
autocorrelazione. Per fare in modo che la curva di autocorrelazione possa stare dentro la
larghezza del fascio deve essere:
w >>
Vg ∆t p
tg (θ )
Esempio amplificatore (CPA) per impulsi al fs: prima di essere amplificato l’impulso
viene allargato con uno stretcher. Poi passa in un aplificatore rigenerativo ovvero una
cavità dove l’impulso passa tante volte nel mezzo attivo. Poi passa in un amplificatore
multipasso di potenza. Infine l’impulso viene riportato alla lunghezza inziale con un
compressor.
10 nJ
10mJ
720 mJ, 532
nm, 10Hz,
~10ns
100µJ
1 kHz, 532
nm, 15 W
Piccolo guadagno
(10x2) e grande
energia
Grande guadagno
(104) piccola energia

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