Нелинейная оптика

редактировать
Структура KTP, вид вниз по оси b, используется для генерации второй гармоники.

Нелинейная оптика (NLO ) - это ветвь оптики, которая имеет поведение света в нелинейных средах, то есть средах в которой поляризационная плотность Pнелинейно реагирует на электрическое поле Eсвета. Нелинейность обычно наблюдается только при очень высоких интенсивностях света (значения атомных электрических полей, обычно 10 В / м), например, поддерживаемых лазерами . Выше предела Швингера ожидается, что сам вакуум станет нелинейным. В нелинейной оптике принцип суперпозиции больше не выполняется.

Содержание

  • 1 История
  • 2 Нелинейные оптические процессы
    • 2.1 Процессы смешения частот
    • 2.2 Другие нелинейные процессы
    • 2.3 Связанные процессы
  • 3 Параметрические процессы
    • 3.1 Теория
      • 3.1.1 Волновое уравнение в нелинейном материале
      • 3.1.2 Нелинейность как процесс смешения волн
    • 3.2 Фазовое согласование
  • 4 Смешивание частот более высокого порядка
  • 5 Пример использования
    • 5.1 Удвоение частоты
    • 5.2 Оптическое фазовое сопряжение
      • 5.2.1 Принципы
      • 5.2.2 Метод четырехволнового смешения
    • 5.3 Угловой и линейный моменты в оптическом ОВФ
      • 5.3.1 Классическая картина
      • 5.3.2 Квантовая картина
  • 6 Формирование нелинейно-оптического рисунка
  • 7 Молекулярная нелинейная оптика
  • 8 Обычные материалы ГВГ
  • 9 См. также
  • 10 Ссылки
  • 11 Внешние ссылки

История

Первым предсказанным нелинейным оптическим эффектом было двухфотонное поглощение, выполненное Марией Гёпперт Майер для ее докторская степень в 1931 г., но это оставлено неисследованным теоретическим курьезом до 1961 г. и почти одновременное наблюдение двухфотонного члена в Bell Labs и открытие генерации второй гармоники Питером Франкеном и др. в Мичиганском университете, скоро после создания первого лазера Теодором Майманом. Однако некоторые нелинейные эффекты были обнаружены еще до создания лазера. Теоретическая основа многих нелинейных процессов была впервые описана в монографии Бломбергена «Нелинейная оптика».

Нелинейные оптические процессы

Нелинейная оптика объясняет нелинейный отклик таких свойств, как частота, поляризация, фаза или путь падающего света. Эти нелинейные запускают создание оптических явлений:

Процессы смешения частот

Другие нелинейные процессы

Связанные процессы

В этих процессах среда имеет линию • реакция на свет, но свойства среды другие причины:

Параметрические процессы

Нелинейные эффекты делятся на две качественно разные категории, параметрические и непараметрические эффекты. Параметрическая нелинейность - это взаимодействие, при котором квантовое состояние нелинейного материала не изменяется из-за взаимодействия с оптическим полем. Вследствие этого процесса «мгновенный». Энергия и импульс сохраняются в оптическом поле, поэтому синхронизация важна и зависит от поляризации.

Теория

Параметрическая и «мгновенная» (т.е. материал должен быть без потерь и без дисперсии через Соотношения Крамерса - Кронига ) нелинейные оптические явления, в которых оптические поля не слишком велики, могут быть преимущества с помощью разложения в ряд Тейлора диэлектрика плотность поляризации (электрический дипольный момент на единицу объема) P (t) в момент времени t в терминах электрического поля E(t):

п (t) знак равно ε 0 (χ (1) E (T) + χ (2) E 2 (T) + χ (3) E 3 (t) +…), {\ displaystyle \ mathbf {P} (t) = \ varepsilon _ {0} (\ chi ^ { (1)} \ mathbf {E} (t) + \ chi ^ {(2)} \ mathbf {E} ^ {2} (t) + \ chi ^ {(3)} \ mathbf {E} ^ {3 } (t) + \ ldots),}{\displaystyle \mathbf {P} (t)=\varepsilon _{0}(\chi ^{(1)}\mathbf {E} (t)+\chi ^{(2)}\mathbf {E} ^{2}(t)+\chi ^{(3)}\mathbf {E} ^{3}(t)+\ldots),}

где коэффициенты χ - это восприимчивости n-го порядка среды, и наличие такого члена обычно называют нелинейностью n-го порядка. Обратите внимание, что плотность поляризации P (t) и электрическое поле E (t) для простоты как скалярные. В общем, χ представляет собой тензор (n + 1) -го ранга, представляющий как поляризационно-зависимый характеристики параметрического взаимодействия, так и симметр (или недостаток) нелинейного материала.

Волновое уравнение в нелинейном материале

Центральное место в изучении электромагнитных волн занимает волновое уравнение. Начало с условий Максвелла в изотропном пространстве, не содержащем свободного заряда, можно показать, что

∇ × ∇ × E + n 2 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 E = - 1 ε 0 c 2 ∂ 2 ∂ T 2 п NL, {\ displaystyle \ nabla \ times \ nabla \ times \ mathbf {E} + {\ frac {n ^ {2}} {c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ { 2}} {\ partial t ^ {2}}} \ mathbf {E} = - {\ frac {1} {\ varepsilon _ {0} c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2} } {\ partial t ^ {2}}} \ mathbf {P} ^ {\ text {NL}},}{\displaystyle \nabla \times \nabla \times \mathbf {E} +{\frac {n^{2}}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\mathbf {E} =-{\frac {1}{\varepsilon _{0}c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\mathbf {P} ^{\text{NL}},}

где P - нелинейная часть поляризационной плотности , а n - показатель преломления , который происходит от линейного члена в P.

. Обратите внимание, что обычно можно использовать векторную идентичность

∇ × (∇ × V) = ∇ (∇ ⋅ V) - ∇ 2 V {\ Displaystyle \ nabla \ times \ left (\ nabla \ times \ mathbf {V} \ right) = \ nabla \ left (\ nabla \ cdot \ mathbf {V} \ right) - \ nabla ^ {2} \ mathbf {V}}\nabla \times \left( \nabla \times \mathbf{V} \right) = \nabla \left( \nabla \cdot \mathbf{V} \right) - \nabla^2 \mathbf{V}

и закон Гаусса (при отсутствии платежей, ρ бесплатно = 0 {\ displaystyle \ rho _ {\ text {free}} = 0}\rho _{{\text{free}}}=0),

∇ ⋅ D = 0, {\ displaystyle \ nabla \ cdot \ mathbf {D} = 0,}\nabla \cdot {\mathbf {D}}=0,

чтобы получить более знакомое волновое уравнение

∇ 2 E - n 2 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 E = 0. {\ displaystyle \ nabla ^ {2} \ mathbf {E} - {\ frac {n ^ {2}} {c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2}} {\ partial t ^ {2}}} \ mathbf {E} = 0.}{\displaystyle \nabla ^{2}\mathbf {E} -{\frac {n^{2}}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\mathbf {E} =0.}

Для нелинейной среды Закон Гаусса не означает, что тождество

∇ ⋅ E = 0 {\ displaystyle \ nabla \ cdot \ mathbf {E} = 0}\nabla \cdot {\mathbf {E}}=0

справедливо в целом, даже для изотропной среды.. Однако даже если этот член не равен 0, он часто игнорируется, давая нам стандартное нелинейное волновое уравнение:

∇ 2 E - n 2 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 E = 1 ε 0 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 P NL. {\ displaystyle \ nabla ^ {2} \ mathbf {E} - {\ frac {n ^ {2}} {c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2}} {\ partial t ^ { 2}}} \ mathbf {E} = {\ frac {1} {\ varepsilon _ {0} c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2}} {\ partial t ^ {2}} } \ mathbf {P} ^ {\ text {NL}}.}{\displaystyle \nabla ^{2}\mathbf {E} -{\frac {n^{2}}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\mathbf {E} ={\frac {1}{\varepsilon _{0}c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\mathbf {P} ^{\text{NL}}.}

Нелинейность как процесс перемешивания волн

Нелинейное волновое уравнение является неоднородным дифференциальным уравнением. Общее решение исходит из изучения обыкновенных дифференциальных уравнений и может быть получено с помощью функции Грина. Физически можно получить нормальные электромагнитные волны решения однородной части волнового уравнения:

∇ 2 E - n 2 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 E = 0, {\ displaystyle \ nabla ^ {2} \ mathbf { E} - {\ frac {n ^ {2}} {c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2}} {\ partial t ^ {2}}} \ mathbf {E} = 0, }{\displaystyle \nabla ^{2}\mathbf {E} -{\frac {n^{2}}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\mathbf {E} =0,}

и неоднородный член

1 ε 0 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 P NL {\ displaystyle {\ frac {1} {\ varepsilon _ {0} c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2}} {\ partial t ^ {2}}} \ mathbf {P} ^ {\ text {NL}}}{\displaystyle {\frac {1}{\varepsilon _{0}c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}\mathbf {P} ^{\text{NL}}}

действует как драйвер / источник электромагнитных волн. Одним из следствий этого является нелинейное взаимодействие, которое приводит к смешиванию или связыванию энергии между разными частотами.

Как правило, нелинейность n-го порядка к смешиванию волн (n + 1). Например, если мы рассматриваем нелинейность второго порядка (трехволновое смешение), то поляризация P принимает вид

P NL = ε 0 χ (2) E 2 (t). {\ displaystyle \ mathbf {P} ^ {\ text {NL}} = \ varepsilon _ {0} \ chi ^ {(2)} \ mathbf {E} ^ {2} (t).}{\displaystyle \mathbf {P} ^{\text{NL}}=\varepsilon _{0}\chi ^{(2)}\mathbf {E} ^{2}(t).}

Если мы Предположим, что E (t) состоит из двух компонентов на частотах ω 1 и ω 2, мы можем записать E (t) как

E (t) = E 1 соз ⁡ (ω 1 T) + E 2 соз ⁡ (ω 2 T), {\ Displaystyle \ mathbf {E} (t) = E_ {1} \ cos (\ omega _ {1} t) + E_ {2} \ cos (\ omega _ {2} t),}{\displaystyle \mathbf {E} (t)=E_{1}\cos(\omega _{1}t)+E_{2}\cos(\omega _{2}t),}

и используя формулу Эйлера для преобразования в экспоненты,

E (t) = 1 2 E 1 e - i ω 1 t + 1 2 E 2 е - я ω 2 T + CC, {\ Displaystyle \ mathbf {E} (t) = {\ frac {1} {2}} E_ {1} e ^ {- я \ omega _ {1} т } + {\ frac {1} {2}} E_ {2} e ^ {- i \ omega _ {2} t} + {\ text {cc}},}{\displaystyle \mathbf {E} (t)={\frac {1}{2}}E_{1}e^{-i\omega _{1}t}+{\frac {1}{2}}E_{2}e^{-i\omega _{2}t}+{\text{c.c.}},}

где "cc" означает комплексное сопряжение. Подставляя это в выражении для P, получаем

P NL = ε 0 χ (2) E 2 (t) = ε 0 4 χ (2) [E 1 2 e - i 2 ω 1 t + E 2 2 e - i 2 ω 2 t + 2 E 1 E 2 e - i (ω 1 + ω 2) t + 2 E 1 E 2 ∗ e - i (ω 1 - ω 2) t + (| E 1 | 2 + | E 2 | 2) e 0 + cc], {\ displaystyle {\ begin {align} \ mathbf {P} ^ {\ text {NL}} = \ varepsilon _ {0} \ chi ^ {( 2)} \ mathbf {E} ^ {2} (т) = {\ frac {\ varepsilon _ {0}} {4}} \ chi ^ {(2)} {\ Big [} {E_ {1} } ^ {2} e ^ {- i2 \ omega _ {1} t} + {E_ {2}} ^ {2} e ^ {- i2 \ omega _ {2} t} \\ \ qquad + 2E_ { 1} E_ {2} e ^ {- i (\ omega _ {1} + \ omega _ {2}) t} \\ \ qquad + 2E_ {1} {E_ {2}} ^ {*} e ^ {- i (\ omega _ {1} - \ omega _ {2}) t} \\ \ qquad + \ left (| E_ {1} | ^ {2} + | E_ {2} | ^ {2} \ right) e ^ {0} + {\ text {cc}} {\ Big]}, \ end {align}}}{\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {P} ^{\text{NL}}=\varepsilon _{0}\chi ^{(2)}\mathbf {E} ^{2}(t)={\frac {\varepsilon _{0}}{4}}\chi ^{(2)}{\Big [}{E_{1}}^{2}e^{-i2\omega _{1}t}+{E_{2}}^{2}e^{-i2\omega _{2}t}\\\qquad +2E_{1}E_{2}e^{-i(\omega _{1}+\omega _{2})t}\\\qquad +2E_{1}{E_{2}}^{*}e^{-i(\omega _{1}-\omega _{2})t}\\\qquad +\left(|E_{1}|^{2}+|E_{2}|^{2}\right)e^{0}+{\text{c.c.}}{\Big ]},\end{aligned}}}

, который имеет частотные компоненты в 2ω 1, 2ω 2, ω 1 + ω 2, ω 1 - ω 2 и 0. Эти трехволновые процессы смешения соответствуют нелинейным эффектм, из вестным как генерация второй гармоники., генерация суммарной частоты и оптическое выпрямление соответственно.

Параметр: Параметрическая генерация и усиление - это разновидность одного генерации разностной частоты, где более низкая частота из двух генерирующих полей намного слабее (параметрическое усиление) или полностью отсутствует (параметрическая генерация). В последнем случае фундаментальная квантово-механическая неопределенность в электрическом поле инициирует процесс.

Фазовое согласование

Большинство прозрачных материалов, как стекло BK7, показанное здесь, имеют нормальную дисперсию : показатель преломления уменьшается монотонно как функция длины волны (или увеличивается как функция частоты). Это делает невозможным согласование фаз в большинстве процессов смешения частот. Например, в SHG не существует одновременного решения для ω ′ = 2 ω {\ displaystyle \ omega '= 2 \ omega}\omega '=2\omega и k ′ = 2 k {\ displaystyle \ mathbf {k } '= 2 \ mathbf {k}}{\displaystyle \mathbf {k} '=2\mathbf {k} }в этих материалах. Двулучепреломляющие материалы позволяют избежать этой проблемы благодаря наличию двух показателей преломления одновременно.

Вышеупомянутое игнорирует зависимость электрических полей от положения. В типичной ситуации электрические поля представляют собой бегущие волны, описываемые формулой

E j (x, t) = E j, 0 e i (k j ⋅ x - ω j t) + c.c. {\ displaystyle E_ {j} (\ mathbf {x}, t) = E_ {j, 0} e ^ {i (\ mathbf {k} _ {j} \ cdot \ mathbf {x} - \ omega _ {j } t)} + {\ text {cc}}}{\displaystyle E_{j}(\mathbf {x},t)=E_{j,0}e^{i(\mathbf {k} _{j}\cdot \mathbf {x} -\omega _{j}t)}+{\text{c.c.}}}

в позиции x {\ displaystyle \ mathbf {x}}\mathbf {x} с волновым вектором ‖ Кдж ‖ знак равно N (ω j) ω j / с {\ displaystyle \ | \ mathbf {k} _ {j} \ | = \ mathbf {n} (\ omega _ {j}) \ omega _ {j} / c}{\displaystyle \|\mathbf {k} _{j}\|=\mathbf {n} (\omega _{j})\omega _{j}/c}, где c {\ displaystyle c}c- скорость света в вакууме, а n (ω j) {\ displaystyle \ mathbf {n} (\ omega _ {j})}{\displaystyle \mathbf {n} (\omega _{j})}- это показатель преломления среды на угловой частоте ω j {\ displaystyle \ omega _ {j}}\omega _{j}. Таким образом, поляризация второго порядка на угловой частоте ω 3 = ω 1 + ω 2 {\ displaystyle \ omega _ {3} = \ omega _ {1} + \ omega _ {2}}\omega _{3}=\omega _{1}+\omega _{2}равно

п (2) (x, t) ∝ E 1 n 1 E 2 n 2 ei [(k 1 + k 2) ⋅ x - ω 3 t] + cc {\ displaystyle P ^ {(2)} (\ mathbf {x}, t) \ propto E_ {1} ^ {n_ {1}} E_ {2} ^ {n_ {2}} e ^ {i [(\ mathbf {k} _ {1} + \ mathbf {k} _ {2}) \ cdot \ mathbf {x} - \ omega _ {3} t]} + {\ text {cc}}}{\displaystyle P^{(2)}(\mathbf {x},t)\propto E_{1}^{n_{1}}E_{2}^{n_{2}}e^{i[(\mathbf {k} _{1}+\mathbf {k} _{2})\cdot \mathbf {x} -\omega _{3}t]}+{\text{c.c.}}}

В каждом положении x {\ displaystyle \ mathbf {x}}\mathbf {x} в нелинейной среде, осциллирующая поляризация второго порядка излучается с угловой частотой ω 3 {\ displaystyle \ omega _ {3}}\omega _{3}и соответствующий волновой вектор ‖ К 3 ‖ знак равно N (ω 3) ω 3 / с {\ Displaystyle \ | \ mathbf {k} _ {3} \ | = \ mathbf {n} (\ omega _ {3}) \ omega _ {3} / c}{\displaystyle \|\mathbf {k} _{3}\|=\mathbf {n} (\omega _{3})\omega _{3}/c}. Конструктивная интерференция и, следовательно, поле высокой интенсивности ω 3 {\ displaystyle \ omega _ {3}}\omega _{3}, произойдет, только если

k → 3 = k → 1 + k → 2. {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {k}}} _ {3} = {\ vec {\ mathbf {k}}} _ {1} + {\ vec {\ mathbf {k}}} _ {2}.}{\vec {{\mathbf {k}}}}_{3}={\vec {{\mathbf {k}}}}_{1}+{\vec {{\mathbf {k}}}}_{2}.

Вышеприведенное уравнение как условие фазового синхронизма. Обычно трехволновое смешение осуществляется в двулучепреломляющем кристаллическом материале, где показатель преломления зависит от поляризации и направления проходящего света. Поляризации полей и ориентация кристалла выбираются так, чтобы выполнялось условие фазового синхронизма. Этот метод фазового согласования называется настройкой угла. Обычно кристалл имеет три оси, одна или две из которых имеют другой показатель преломления, чем другой (ие). Например, одноосные кристаллы имеют одну предпочтительную ось, называемую необычную осью (е), а две другие - обычными осями (о) (см. кристаллооптика ). Существует несколько схем выбора поляризаций для этого схем типа кристаллов. Если сигнал и холостой ход имеют одинаковую поляризацию, это называется «согласованием фаз типа I», а если их поляризации перпендикулярны, это называется «согласованием фаз типа II». Существуют и другие соглашения, которые определяют какую частоту имеет поляризацию относительно оси кристалла. Эти данные о длине волны холостого хода, чем длина волны холостого хода.

Типы фазового согласования(λ p ≤ λ s ≤ λ i {\ displaystyle \ lambda _ {p} \ leq \ lambda _ {s} \ leq \ lambda _ {i}}\lambda _{p}\leq \lambda _{s}\leq \lambda _{i})
ПоляризацииСхема
НасосСигналХолостой ход
eooТип I
eoeТип II (или IIA)
eeoТип III (или IIB)
eeeТип IV
oooТип V (или тип 0, или "ноль")
ooeТип VI (или IIB или IIIA)
oeoТип VII (или IIA, или IIIB)
oeeТип VIII (или I)

Наиболее распространенные нелинейные кристаллы являются одноосными, что означает, что ось имеет меньший показатель преломления, чем оси o. В этих кристаллах обычно наиболее подходящими схемами являются синхронизм типа I и II. В положительных одноосных кристаллах больше подходят типы VII и VIII. Типы II и III по существу эквивалентны, за исключением того, что сигнал имеет большую длину волны, чем холостой сигнал. По этой причине их иногда называют IIA и IIB. Номера типов V - VIII встречаются реже, чем I, II и варианты.

Одним из нежелательных эффектов является угол, что задействованные оптические частоты не распространяются коллинеарно с другом. Это связано с тем, что необыкновенная волна, распространяющаяся через двулучепреломляющий кристалл, обладает вектором Пойнтинга , который не параллелен вектору распространения. Это приведет к уходу луча, что ограничит эффективность нелинейно-оптического преобразования. Два других метода фазового согласования позволяют избежать расхождения луча, заставляя все частоты распространяться под углом 90 ° по отношению к оптической оси кристалла. Эти методы называются настройкой температуры и квазисинхронизмом.

Настройка температуры используется, когда поляризация частоты накачки (лазера) ортогональна поляризации сигнала и холостого хода. Двулучепреломление в некоторых кристаллах, в частности ниобате лития, сильно зависит от температуры. Температура кристалла регулируется длядостижения условий фазового синхронизма.

Другой метод - квазисинхронизация. В этом методе задействуются частоты не синхронизируются друг с другом, вместо этого постоянно ось кристалла переворачивается с постоянным интервалом Λ, обычно длиной 15 микрометров. Следовательно, эти кристаллы называются периодически поляризованными. Это приводит к тому, что поляризационный отклик кристалла смещается обратно по фазе с пучком накачки за счет изменения нелинейной восприимчивости. Это позволяет потоку чистой положительной энергии от насоса к сигнальной и холостой частотам. В этом сам кристалл обеспечивает дополнительный волновой вектор k = 2π / Λ (и, следовательно, импульс), чтобы удовлетворить условию фазового синхронизма. Квази-фазовое согласование может быть расширено до чирпированных решеток, чтобы получить большую ширину полосы и сформировать импульс ГВГ, как это делается в ослепляющем устройстве. ГВГачки и фазовой модуляции (эмулируемой процессы второго порядка) сигнала и оптический параметрический усилитель могут быть интегрированы монолитно.

Частотное смешение высшего порядка

Supersonic high harmonics.png

Вышесказанное верно для процессов χ (2) {\ displaystyle \ chi ^ {(2)}}\chi ^{(2)}. Его можно расширить для процессов, в которых χ (3) {\ displaystyle \ chi ^ {(3)}}\chi ^{(3)}отлично от нуля, что обычно верно для любой среды без каких-либо ограничений симметрии; в частности, резонансно усиленное смешение суммарной или разностной частоты в газах используется для экстремального или «вакуумного» ультрафиолетового света. В обычных сценариях, таких как смешивание разбавленных газов, нелинейность мала, и поэтому световые пучки фокусируются, что, в отличие от приближения плоской волны, использованного выше, вводит сдвиг фазы pi на каждом световом пучке, усложняя требования фазового согласования. Удобно, если χ (3) {\ displaystyle \ chi ^ {(3)}}\chi ^{(3)}отменяет этот фокусный фазовый сдвиг и часто имеет почти самоустанавливающееся условие общего фазового согласования, что относительно упрощает широкие настройки длины волны по сравнению с генерацией суммарной частоты. В χ (3) {\ displaystyle \ chi ^ {(3)}}\chi ^{(3)}все частоты смешиваются одновременно, в отличие от последовательного смешивания через два χ (2) {\ displaystyle \ чи ^ {(2)}}\chi ^{(2)}процессы.

Эффект Керра также можно описать как χ (3) {\ displaystyle \ chi ^ {(3)}}\chi ^{(3)}. При высоких пиковых мощностях эффект Керра может вызывать филаментацию света в воздухе, при котором распространяется без дисперсии или расходимости в самогенерированном волноводе. Даже при высоких интенсивностях Тейлора, который возглавил доминирование низших порядков, больше не сходится, и вместо этого используется модель, основанная на времени. Когда на атом благородного газа воздействует интенсивный лазерный импульс, напряженность электрического поля которого сравнима с кулоновским полем атома, внешний электрон может быть ионизирован из атома. После освобождения электрон может быть ускорен электрическим полем света, сначала возвращаясь к нему, когда поле меняет направление. Затем электрон может рекомбинировать с ионом, высвобождая его энергию в виде фотона. Свет излучается на каждом пике лазерного светового поля, которое достаточно интенсивно, образуя серию аттосекундных вспышек света. Энергия фотонов, генерируемых этим процессом, может выходить за пределы порядка 800-й гармоники до нескольких K эВ. Это называется генерацией гармоник высокого порядка. Лазер должен быть линейно поляризован, чтобы электрон вернулся в окрестности родительского иона. Генерация гармоник высокого порядка наблюдалась в струях благородных газов, ячейках и газонаполненных капиллярных волноводах.

В примере используется

удвоение частот

Одним из наиболее часто используемых процессов смешения частот является удвоение частот или генерация второй гармоники. С помощью этого метода выходной сигнал 1064 нм от Nd: YAG-лазеров или выход 800 нм от Ti: сапфировых лазеров может быть преобразован в видимый свет с длиной волн 532 нм (зеленый) или 400 нм (фиолетовый) соответственно.

Практически удвоение частоты осуществляется помещением нелинейной среды в лазерный луч. Хотя существует множество типов стандартных сред, наиболее распространенных кристаллов. Обычно используемые кристаллы представляют собой BBO (β-борат бария ), KDP (дигидрофосфат калия ), KTP (титанилфосфат калия ) и ниобат лития.. Эти кристаллы обладают необходимыми свойствами: сильно двулучепреломляющими (необходимыми для получения фазового синхронизма, см. Ниже), имеют параметры симметричных кристалла, прозрачны как для падающего лазерного света, так и для волны с удвоенной настройкой, а также имеют высокие порог повреждения, что делает их устойчивыми к лазерному излучению высокой мощности.

Оптическое фазовое сопряжение

С помощью нелинейных оптических процессов можно точно изменить направление распространения и изменение фазы луча света. Обратный луч называется сопряженным лучом, и поэтому метод известен как оптическое фазовое сопряжение (также называемое обращением времени, обращением волнового фронта и значительно отличается обратного отражения ).

Устройство, создающее эффект фазового сопряжения, известно как зеркало фазового сопряжения (PCM).

Принципы

Вихревой фотон (синий) с линейным импульсом P = ℏ k {\ displaystyle \ mathbf {P} = \ hbar \ mathbf {k}}{\displaystyle \mathbf {P} =\hbar \mathbf {k} }и угловой импульс L = ± ℏ ℓ {\ displaystyle L = \ pm \ hbar \ ell}{\displaystyle L=\pm \hbar \ell }отражаются от идеального фазовращающего зеркала. Нормаль к зеркалу: n → {\ displaystyle {\ vec {n}}}\vec{n}, ось распространения: z → {\ displaystyle {\ vec {z}}}{\vec {z}}. Отраженный фотон (пурпурный) имеет противоположный момент импульса P = - ℏ k {\ displaystyle \ mathbf {P} = - \ hbar \ mathbf {k}}{\displaystyle \mathbf {P} =-\hbar \mathbf {k} }и угловой момент L = ∓ ℏ ℓ {\ displaystyle L = \ mp \ hbar \ ell}{\displaystyle L=\mp \hbar \ell }. Из-за заката сохранения ПК-зеркало испытывает отдачу: вихревой фонон (оранжевый) с удвоенным импульсом P = 2 ℏ k {\ displaystyle \ mathbf {P} = 2 \ hbar \ mathbf {k}}{\displaystyle \mathbf {P} =2\hbar \mathbf {k} }и угловой момент L = ± 2 ℏ ℓ {\ displaystyle L = \ pm 2 \ hbar \ ell}{\displaystyle L=\pm 2\hbar \ell }возбуждается в зеркале.

Можно сопоставлять оптическое фазовое соединение как аналог голографический процесс в реальном времени. В этом случае взаимодействуют лучи одновременно взаимодействуют в нелинейно-оптическом материале, образуя динамическую голограмму (два из трех входных лучей) или дифракционную картину в реальном времени в материале. Третий падающий луч дифрагирует на этой динамической голограмме и при этом считывает ОВФ-волну. Фактически, все три падающих луча взаимодействуют (по существу) одновременно, образуя несколько голограмм в реальном времени, что приводит к набору дифрагированных выходных волн, которые постепенно переходят в фазу «обращенного во времени» луча. На языке нелинейной оптики взаимодействуют лучи, которые приводят к нелинейной поляризации внутри материала, которая когерентно излучает, образует ОВФ-волну.

Поворот волнового фронта означает идеальное изменение направления движенияса фотона и его углового момента. Изменение угла углового момента означает изменение как состояния поляризации, так и орбитального углового момента. Инверсия орбитального момента оптического вихря происходит из-за идеального совпадения спиральных фазовых профилей падающего и отраженного лучей. Оптическое фазовое сопряжение реализуется с помощью вынужденного рассеяния Бриллюэна, четырехволнового смешения, трехволнового смешения, статических голограмм и некоторых других инструментов.

Сравнение ОВФ и обычного зеркала. При использовании зеркала с ОВФ изображение не деформируется при двукратном прохождении через аберрирующий элемент.

Наиболее распространенный способ использования оптического ОВФ - использование техники четырехволнового смешения, хотя также можно использовать такие процессы, как вынужденное рассеяние Бриллюэна.

Метод четырехволнового смешения

Метод четырехволнового смешения мы можем описать (j = 1, 2, 3, 4) с электрическими полями:

Ξ j (x, t) = 1 2 E J (Икс) EI (ω JT - К ⋅ Икс) + cc, {\ Displaystyle \ Xi _ {J} (\ mathbf {x}, t) = {\ frac {1} {2}} E_ { j} (\ mathbf {x}) e ^ {i (\ omega _ {j} t- \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {x})} + {\ text {cc}},}{\displaystyle \Xi _{j}(\mathbf {x},t)={\frac {1}{2}}E_{j}(\mathbf {x})e^{i(\omega _{j}t-\mathbf {k} \cdot \mathbf {x})}+{\text{c.c.}},}

где E j - амплитуды электрического поля. Ξ 1 и Ξ 2 известны как две волны накачки, где Ξ 3 - сигнальная волна, а Ξ 4 - сформированная сопряженная волна.

Если волны накачки и сигнальная волна накладываются в среде с ненулевым χ, это {волновое поляризационное поле:

P NL = ε 0 χ (3) (Ξ 1 + Ξ 2 + Ξ 3) 3, \ Displaystyle P _ {\ текст {NL}} = \ varepsilon _ {0} \ chi ^ {(3)} (\ Xi _ {1} + \ Xi _ {2} + \ Xi _ {3}) ^ { 3},}{\displaystyle P_{\text{NL}}=\varepsilon _{0}\chi ^{(3)}(\Xi _{1}+\Xi _{2}+\Xi _{3})^{3},}

, что приводит к генерации волн с частотами, заданными как ω = ± ω 1 ± ω 2 ± ω 3 в дополнение к волнам генерации третьей гармоники с ω = 3ω 1, 3ω 2, 3ω 3.

Как и выше, условие фазового синхронизма определяет, какая из этих волн является доминирующий. Выбирая такие условия, что ω = ω 1 + ω 2 - ω 3 и k= k1+ k2− k3, это дает поле поляризации:

P ω = 1 2 χ (3) ε 0 E 1 E 2 E 3 ∗ ei (ω T - К ⋅ x) + cc {\ displaystyle P _ {\ omega} = {\ frac {1} {2}} \ chi ^ {( 3)} \ varepsilon _ {0} E_ {1} E_ {2} E_ {3} ^ {*} e ^ {i (\ omega t- \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {x})} + { \ text {cc}}}{\displaystyle P_{\omega }={\frac {1}{2}}\chi ^{(3)}\varepsilon _{0}E_{1}E_{2}E_{3}^{*}e^{i(\omega t-\mathbf {k} \cdot \mathbf {x})}+{\text{c.c.}}}

Это генерирующее поле для пучка с ОВФ, Ξ 4. Его направление задается k4= k1+ k2− k3, и поэтому, если два луча накачки распространяются в противоположных направлениях (k1= - k2), то сопряженный и сигнальный лучи распространяются в противоположных направлениях (k4= - k3). Это приводит к обратному отражению эффекта.

Кроме того, можно показать, что для среды с показателем преломления n и длины пучка l амплитуда электрического поля сопряженного пучка приблизительно равна

E 4 = i ω l 2 nc χ (3) E 1 E 2 E 3 ∗, {\ Displaystyle E_ {4} = {\ frac {я \ omega l} {2nc}} \ chi ^ {(3)} E_ {1} E_ {2} E_ {3} ^ {*}, }{\displaystyle E_{4}={\frac {i\omega l}{2nc}}\chi ^{(3)}E_{1}E_{2}E_{3}^{*},}

где c - скорость света. Если лучи накачки E 1 и E 2 представляют собой плоские (встречные) волны, то

E 4 (x) ∝ E 3 ∗ (x), {\ displaystyle E_ { 4} (\ mathbf {x}) \ propto E_ {3} ^ {*} (\ mathbf {x}),}{\displaystyle E_{4}(\mathbf {x})\propto E_{3}^{*}(\mathbf {x}),}

то есть генерируемая амплитуда луча является комплексно сопряженной амплитудой сигнального луча. Диаграмма мнимая часть амплитуды включает фазу луча.

Обратите внимание, что константа пропорциональности между сигнальным и сопряженными лучами может быть больше 1. Это фактически зеркало коэффициентом отражения более 100%, создающее усиленное отражение. Энергия для этого исходит от двух балок накачки, которые истощаются в процессе.

Частотаряженной волны может отличаться от частоты сопряжения сигнальной волны. Если волны накачки имеют частоту ω 1 = ω 2 = ω, а частота сигнала выше, так что ω 3 = ω + Δω, тогда сопряженная волна имеет частоту ω 4 = ω - Δω. Это называется переключением частоты.

Угловой и линейный моменты при оптическом ОВФ

Классическая картина

В классической электродинамике Максвелла ОВФ-зеркало действ разворот вектор Пойнтинга :

S out (r, t) = - S в (г, т), {\ displaystyle \ mathbf {S} _ {\ text {out}} (\ mathbf {r}, t) = - \ mathbf {S} _ {\ text {in} } (\ mathbf {r}, t),}{\displaystyle \mathbf {S} _{\text{out}}(\mathbf {r},t)=-\mathbf {S} _{\text{in}}(\mathbf {r},t),}

(«in» означает поле инцидента, «out» означает поле отражения), где

S (r, t) = ϵ 0 c 2 E (r, t) × В (г, т), {\ Displaystyle \ mathbf {S} (\ mathbf {r}, t) = \ epsilon _ {0} с ^ {2} \ mathbf {E} (\ mathbf {r}, t) \ times \ mathbf {B} (\ mathbf {r}, t),}{\displaystyle \mathbf {S} (\mathbf {r},t)=\epsilon _{0}c^{2}\mathbf {E} (\mathbf {r},t)\times \mathbf {B} (\mathbf {r},t),}

, которая представляет собой линейную плотность импульса электромагнитного поля. Точно так же фазо-сопряженная волна имеет противоположный вектор плотности углового момента L (r, t) = r × S (r, t) {\ displaystyle \ mathbf {L} (\ mathbf {r}, t) = \ mathbf {r} \ times \ mathbf {S} (\ mathbf {r}, t)}{\displaystyle \mathbf {L} (\mathbf {r},t)=\mathbf {r} \times \mathbf {S} (\mathbf {r},t)}относительно поля инцидента:

L out (r, t) = - L in (г, т). {\ displaystyle \ mathbf {L} _ {\ text {out}} (\ mathbf {r}, t) = - \ mathbf {L} _ {\ text {in}} (\ mathbf {r}, t). }{\displaystyle \mathbf {L} _{\text{out}}(\mathbf {r},t)=-\mathbf {L} _{\text{in}}(\mathbf {r},t).}

Вышеуказанные идентификаторы действительны локально, то есть в каждой точке пространства r {\ displaystyle \ mathbf {r}}\mathbf {r} в данный момент t {\ displaystyle t}tдля идеального ОВФ-зеркала.

Квантовая картина

В квантовой электродинамике фотон с энергией ℏ ω {\ displaystyle \ hbar \ omega}\hbar \omega также обладает линейным импульсом P = ℏ k {\ displaystyle \ mathbf {P} = \ hbar \ mathbf {k}}{\displaystyle \mathbf {P} =\hbar \mathbf {k} }и угловой момент, проекция которого на ось распространения равна L z = ± ℏ ℓ {\ displaystyle L_ {z} = \ pm \ hbar \ ell}{\displaystyle L_{z}=\pm \hbar \ell }, где ℓ {\ displaystyle \ ell}\ell - топологический заряд фотона или число витков, z {\ displaystyle \ mathbf {z}}\mathbf {z} - ось распространения. Проекция углового момента на ось распространения имеет дискретные значения ± ℏ ℓ {\ displaystyle \ pm \ hbar \ ell}{\displaystyle \pm \hbar \ell }.

В квантовой электродинамике интерпретация фазового сопряжения намного проще по сравнению с классической электродинамикой. Фотон, отраженный от ОВП-зеркала (out), имеет противоположные направления линейного и углового моментов относительно падающего фотона (in):

P out = - ℏ k = - P in = ℏ k, {\ displaystyle \ mathbf {P} _ {\ text {out}} = - \ hbar \ mathbf {k} = - \ mathbf {P} _ {\ text {in}} = \ hbar \ mathbf {k},}{\displaystyle \mathbf {P} _{\text{out}}=-\hbar \mathbf {k} =-\mathbf {P} _{\text{in}}=\hbar \mathbf {k},}
L z out = - ℏ ℓ = - L z in = ℏ ℓ. {\ displaystyle {L_ {z}} _ {\ text {out}} = - \ hbar \ ell = - {L_ {z}} _ {\ text {in}} = \ hbar \ ell.}{\displaystyle {L_{z}}_{\text{out}}=-\hbar \ell =-{L_{z}}_{\text{in}}=\hbar \ell.}

Нелинейный формирование оптического рисунка

Оптические поля, передаваемые через нелинейную среду Керра, также могут отображать формирование рисунка благодаря нелинейной среде, усиливающей пространственный и временной шум. Эффект называется оптической модуляционной нестабильностью. Это наблюдалось как в фоторефрактивных, фотонных решетках, так и в фотореактивных системах. В последнем случае оптическая нелинейность обеспечивается увеличением показателя преломления, вызванным реакцией.

Молекулярная нелинейная оптика

Первые исследования нелинейной оптики и материалов были сосредоточены на неорганических твердых телах. С th

Последняя правка сделана 2021-05-31 12:12:19
Содержание доступно по лицензии CC BY-SA 3.0 (если не указано иное).
Обратная связь: support@alphapedia.ru
Соглашение
О проекте