Parametrické generování světla

Parametrické generování světla (POG) je jedním z nelineárních efektů druhého řádu odezvy média. V takovém prostředí se čerpadlová vlna o frekvenci rozdělí na dvě vlny s frekvencemi a , které se nazývají klidové a signálové vlny, takže je splněn vztah: . Pokud jsou splněny podmínky fázového přizpůsobení , pak vlny s frekvencemi a budou růst, když projdou krystalem a odebírají energii z pumpy. Pokud je zpětná vazba poskytnuta buď na vlně s frekvencí , nebo na obou frekvencích umístěním nelineárního média do vhodného rezonátoru, pak při dostatečné intenzitě pumpy dojde k parametrickému generování. $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ ${\displaystyle \omega _{1}+\omega _{2}=\omega _{3))$ ${\overrightarrow {k_{1}}}+{\overrightarrow {k_{2}}}={\overrightarrow {k_{3}}}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\omega_{1}$

Historie

Principy PGS navrhli v roce 1962 téměř současně a nezávisle S. A. Achmanov a R. V. Khokhlov v SSSR [1] , N. Kroll [2] a R. Kingston [3] v USA; stejní autoři také navrhli možná schémata pro ladění optických frekvencí OPO. Poprvé parametrickou generaci získali J. Jordmain a R. Miller v roce 1965 [4] . První OPO byl vytvořen na nelineárním lithiovém niobátovém prvku, jeho konce byly potaženy vysoce reflexními interferenčními povlaky, což umožnilo implementovat high-Q Fabry-Perotův interferometr. Prahový výkon čerpadla byl asi 7 kW na impuls; tento výkon odpovídal hustotě výkonu čerpadla v nelineárním OPO prvku přibližně 0,5 MW/ cm2 . Autoři pozorovali vyladění generační vlnové délky v rozsahu 0,7–2,0 μm s odpovídající změnou teploty nelineárního prvku.

Otázky teorie OPO v různých letech rozvinuli S. A. Achmanov, R. V. Khokhlov, V. G. Dmitriev, G. I. Freidman a další v SSSR, M. Oshman, S. Harris a další v USA [5] .

Mechanismus výskytu jevu

V lineární optice dochází k vynuceným oscilacím nábojů prostředí, ve kterém se šíří elektromagnetická vlna, o frekvenci vnějšího pole, v důsledku čehož mají dopadající, odražené a lomené vlny stejnou frekvenci. V tomto případě indukovaná elektrická polarizace prostředí , určená hustotou dipólových momentů, závisí lineárně na intenzitě elektrického pole: ${\overrightarrow {P}}$

${\overrightarrow {P}}=\varepsilon _{0}\chi {\overrightarrow {E}}$

kde je dielektrická susceptibilita média. $\chi$

Při vysoké intenzitě dopadající vlny je patrná anharmoničnost oscilací náboje v molekulách média a částice mohou vysílat vlny s více frekvencemi ( atd.). V tomto případě může být závislost polarizace na síle vnějšího elektrického pole reprezentována jako Taylorova řada v malém parametru : $2\omega ,3\omega$ $\mu ={E \over E_{atom}}$

${\overrightarrow {P}}=\varepsilon _{0}(\chi _{1}{\overrightarrow {E}}+\chi _{2}{\overrightarrow {E^{2}}}+ \chi _{3}{\overrightarrow {E^{3}}}+...)$

Citlivost prostředí rychle klesá s rostoucím indexem, proto čím vyšší je řád nelinearity efektu, tím vyšší je požadovaná intenzita primární světelné vlny, která je nezbytná pro projev nelineárních efektů. ${\chi _{i+1} \over \chi _{i}}\propto {E \over E_{atom}}$

Parametrické generování je jedním z nelineárních efektů střední odezvy druhého řádu. Pouze necentrosymetrická média mají nelinearitu druhého řádu. V centrosymetrických médiích je tato nelinearita shodně rovna nule. V médiích s kvadratickou nelinearitou:

$P^{nonlinear}=\varepsilon _{0}\chi _{2}E^{2}$

V takovém prostředí se čerpadlová vlna s frekvencí rozdělí na dvě vlny s frekvencemi a , které se nazývají klidové a signálové vlny, takže je splněn vztah: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

${\displaystyle \omega _{1}+\omega _{2}=\omega _{3))$

Směr šíření všech tří vln, podél kterých dochází ke kumulaci intenzity vlnění s frekvencemi, se nazývá směr synchronismu a určuje se z následujícího výrazu: $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

${\overrightarrow {k_{1}}}+{\overrightarrow {k_{2}}}={\overrightarrow {k_{3}}}$ ,

kde jsou vlnové vektory odpovídající frekvencím , , . ${\overrightarrow {k_{1}}},{\overrightarrow {k_{2}}},{\overrightarrow {k_{3}}}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\Omega 3}$

Je třeba poznamenat, že tento výraz je zapsán ve vektorové podobě. Speciálním případem tohoto stavu je v praxi nejčastěji využívaný skalární synchronismus.

Vývoj parametrického generování lze popsat následovně. Nechť se v nelineárním krystalu šíří silná vlna s frekvencí (čerpací vlna) . V krystalu jsou vždy kolísání pole ve formě extrémně slabých, chaotických signálů. Pak, pokud jsou splněny podmínky fázového přizpůsobení , pak vlny s frekvencemi a budou exponenciálně růst, když projdou krystalem a odebírají energii z pumpy. Pokud je zpětná vazba poskytnuta buď na vlně s frekvencí , nebo na obou frekvencích umístěním nelineárního média do vhodného rezonátoru, pak při dostatečné intenzitě pumpy dojde k parametrickému generování. Prahová intenzita pumpy se jako vždy určuje z podmínky, že zesílení frekvenční vlny se rovná ztrátě při stejné frekvenci pro úplný kruhový výlet rezonátoru. V případě, že je zpětná vazba prováděna v jedné vlně, generátor se nazývá jednorezonátorový. Ve druhém případě - dvourezonátor. Budicí práh generátoru se dvěma rezonátory je výrazně nižší než u generátoru s jedním rezonátorem. U generátoru se dvěma rezonátory však není možné zajistit plynulé ladění frekvence, protože každý rezonátor má své vlastní režimy a intermode intervaly pro rezonátor pro frekvenci a jsou různé (kvůli materiálové disperzi média). Proto bude ladění vlnové délky v takovém generátoru postupné. V parametrickém oscilátoru s jedním rezonátorem neexistují žádné podélné režimy pro druhou frekvenci, protože pro ni neexistuje žádný rezonátor, a proto bude ladění v takovém oscilátoru hladší. $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\omega_{1}$ $\omega_{1}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

Charakteristiky časové a prostorové koherence parametrického generátoru budou stanoveny stejně jako u laseru optickým rezonátorem. Moderní parametrické generátory mají účinnost konverze z hlediska počtu fotonů od 25-30% do 90% pro rekordní vzorky.

Mechanismy pro restrukturalizaci parametrických generátorů světla

Uvažujme záporný jednoosý krystal. Pro něj má podmínka synchronizace prvního typu (to znamená, že čerpadlo, což je mimořádná vlna, se rozdělí na dvě běžné vlny) s kolineární interakcí, tvar:

$\omega _{3}n_{e}(\omega _{3},\theta )=\omega _{1}n_{o}(\omega _{1})+\omega _{2} n_{o}(\omega _{2})$ ,

kde je index lomu obyčejné vlny při frekvenci nebo ; je index lomu mimořádné vlny při frekvenci čerpadla; je úhel mezi osou jednoosého krystalu a směrem synchronismu. Jak vyplývá z výše uvedeného výrazu, ladění vlnové délky parametrického oscilátoru se provádí změnou indexu lomu mimořádné čerpací vlny při změně úhlu . Následně, když se krystal otočí (úhlové ladění), hodnota se změní . Pak, jak vyplývá z výše uvedené rovnice, frekvence nebo se změní, protože indexy lomu obyčejných vln a nezávisí na úhlu . Kromě toho je také možné ladění teploty, protože všechny indexy lomu závisí na teplotě. Oproti úhlovému nastavení je však více setrvačné (pomalé). ${\displaystyle n_{o))$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $n_{e}$ $\theta$ $n_{e}(\omega _{3},\theta )$ $\theta$ $n_{e}(\omega _{3},\theta )$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $n_{o}(\omega _{1})$ $n_{o}(\omega _{2})$ $\theta$

Rozsah ladění generovaných vln je určen oblastí průhlednosti krystalu, i když v zásadě lze použít různé oblasti průhlednosti nelineárního krystalu. V tomto případě bude frekvence ležet ve vzdálené infračervené oblasti a konjugovaná vlna, v souladu s výrazem, bude o něco delší než vlnová délka pumpy. $\omega_{1}$ ${\displaystyle \omega _{1}+\omega _{2}=\omega _{3))$

Aplikace

Jedním z nejdůležitějších úkolů laserové fyziky je rozšířit množinu frekvencí pokrytých generátory koherentních optických oscilací. Mnoho příležitostí, které se otevřely v souvislosti s vytvořením laserů, zůstává nerealizováno, protože většina generátorů záření používá jednofotonové přechody v invertovaných kvantových systémech a mohou v zásadě pracovat pouze na přesně definovaných pevných (diskrétních) frekvencích, jejichž počet je relativně malý. . Proto nelineární optika a použití OPO pomáhají laserům plně zvládnout optický rozsah, což umožňuje generovat koherentní záření na téměř jakékoli dané vlnové délce. V současnosti jsou generační rozsahy ladění vlnové délky pro OPO 0,4–22 μm.

Literatura

Dmitriev VG, Tarasov LV Aplikovaná nelineární optika. - 2. vyd., přepracováno. a doplňkové — M.: FIZMATLIT, 2004. — 512 s.
Zvelto O. Principy laserů. — M.: Mir, 1984.
Akhmanov S. A., Nikitin S. Yu. Fyzikální optika - M.: Nauka, 2004.
Babin A. A. Kandidátská práce "Výzkum vysoce výkonných parametrických měničů a generátorů světla." Gorkij, 1981.
Dmitriev VG, Gurzadyan GG, Nikogosyan DN Handbook of Nonliar Optical Crystals. - Springer, 1999.
Kirillov G. A., Zakharov N. G. Manuál o laserové fyzice. — Sarov, 2016.

Poznámky

↑ Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. O jedné možnosti zesílení světelných vln // ZhETF. 1962. V. 43, č. 7. S. 351
↑ Kroll H. Parametrické zesílení v prostorově rozšířených médiích a aplikace při návrhu laditelné oscilace na optických frekvencích // Phys. Rev. 1962. V. 127. S. 1207
↑ Kingston R. Parametrické zesílení a oscilace na optických frekvencích // Proc. HNĚV. 1962.V.50. str. 472
↑ Giordmaine J., Miller R. Laditelná koherentní parametrická oscilace v LiNbO 3 na optických frekvencích // Phys. Rev. Letts. 1965. V. 14. S. 973
↑ Harris S., Oshman M., Byer R. Pozorování laditelné optické parametrické fluorescence // Phys. Rev. Letts. 1967. V. 18. S. 732