Generación de luz paramétrica

La generación de luz paramétrica (POG) es uno de los efectos no lineales de segundo orden de la respuesta de un medio. En tal medio, una onda de bombeo con una frecuencia se divide en dos ondas con frecuencias y , que se denominan ondas de reposo y de señal, de modo que se cumple la relación: . Si se cumplen las condiciones de coincidencia de fase , entonces las ondas con frecuencias crecerán a medida que pasan a través del cristal, tomando energía de la bomba. Si se proporciona retroalimentación en una onda con una frecuencia o en ambas frecuencias, colocando un medio no lineal en un resonador apropiado, entonces, con una intensidad de bombeo suficiente, se producirá la generación paramétrica. $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ ${\ estilo de visualización \ omega _ {1} + \ omega _ {2} = \ omega _ {3}}$ ${\overrightarrow {k_{1}}}+{\overrightarrow {k_{2}}}={\overrightarrow {k_{3}}}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\omega_{1}$

Historia

Los principios de SPG fueron propuestos en 1962 casi de manera simultánea e independiente por S. A. Akhmanov y R. V. Khokhlov en la URSS [1] , N. Kroll [2] y R. Kingston [3] en EE.UU.; los mismos autores también propusieron posibles esquemas para sintonizar las frecuencias ópticas del OPO. Por primera vez, la generación paramétrica fue obtenida por J. Jordmain y R. Miller en 1965 [4] . El primer OPO se creó en un elemento de niobato de litio no lineal, sus extremos estaban recubiertos con recubrimientos de interferencia altamente reflectantes, lo que hizo posible implementar un interferómetro Fabry-Perot de alto Q. La potencia umbral de la bomba era de unos 7 kW por pulso; esta potencia correspondía a una densidad de potencia de bombeo en el elemento OPO no lineal de aproximadamente 0,5 MW/ cm2 . Los autores observaron un ajuste de la longitud de onda de generación en el rango de 0,7 a 2,0 μm con un cambio correspondiente en la temperatura del elemento no lineal.

Las cuestiones de la teoría de OPO en diferentes años fueron desarrolladas por S. A. Akhmanov, R. V. Khokhlov, V. G. Dmitriev, G. I. Freidman y otros en la URSS, M. Oshman, S. Harris y otros en los EE . UU. [5 ] .

El mecanismo de ocurrencia del fenómeno

En óptica lineal, las oscilaciones forzadas de las cargas del medio en el que se propaga una onda electromagnética se producen a la frecuencia del campo externo, por lo que las ondas incidente, reflejada y refractada tienen la misma frecuencia. En este caso, la polarización eléctrica inducida del medio , determinada por la densidad de los momentos dipolares, depende linealmente de la intensidad del campo eléctrico: ${\overrightarrow {P}}$

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

donde es la susceptibilidad dieléctrica del medio. $\ chi$

A una alta intensidad de la onda incidente, la falta de armonía de las oscilaciones de carga en las moléculas del medio se vuelve notable, y las partículas pueden emitir ondas con múltiples frecuencias ( etc.). En este caso, la dependencia de la polarización de la fuerza del campo eléctrico externo se puede representar como una serie de Taylor en un pequeño parámetro : $2\omega ,3\omega$ $\mu ={E \sobre E_{átomo}}$

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

Las susceptibilidades del medio disminuyen rápidamente con el aumento del índice, por lo tanto, cuanto mayor sea el orden de la no linealidad del efecto, mayor será la intensidad requerida de la onda de luz primaria, que es necesaria para la manifestación de los efectos no lineales. ${\chi _{i+1} \sobre \chi _{i}}\propto {E \sobre E_{átomo}}$

La generación paramétrica es uno de los efectos no lineales de segundo orden de la respuesta media. Solo los medios no centrosimétricos tienen no linealidad de segundo orden. En medios centrosimétricos, esta no linealidad es idénticamente igual a cero. En medios con no linealidad cuadrática:

$P^{no lineal}=\varepsilon _{0}\chi _{2}E^{2}$

En tal medio, una onda de bombeo con una frecuencia se divide en dos ondas con frecuencias y , que se denominan ondas de reposo y de señal, de modo que se cumple la relación: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

${\ estilo de visualización \ omega _ {1} + \ omega _ {2} = \ omega _ {3}}$

La dirección de propagación de las tres ondas a lo largo de la cual se produce la acumulación de la intensidad de las ondas con frecuencias se denomina dirección de sincronismo y se determina a partir de la siguiente expresión: $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

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

donde son los vectores de onda correspondientes a las frecuencias , , . ${\overrightarrow {k_{1}}},{\overrightarrow {k_{2}}},{\overrightarrow {k_{3}}}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\Omega 3}$

Cabe señalar que esta expresión está escrita en forma vectorial. Un caso especial de esta condición es el sincronismo escalar, que se usa con mayor frecuencia en la práctica.

El desarrollo de la generación paramétrica puede describirse como sigue. Deje que una onda fuerte con una frecuencia (onda de bombeo) se propague en un cristal no lineal . En un cristal, siempre hay fluctuaciones de campo en forma de señales caóticas extremadamente débiles. Entonces, si se cumplen las condiciones de coincidencia de fase , entonces las ondas con frecuencias crecerán exponencialmente a medida que pasan a través del cristal, tomando energía de la bomba. Si se proporciona retroalimentación en una onda con una frecuencia o en ambas frecuencias, colocando un medio no lineal en un resonador apropiado, entonces, con una intensidad de bombeo suficiente, se producirá la generación paramétrica. La intensidad de bombeo umbral se determina, como siempre, a partir de la condición de que la amplificación de la onda de frecuencia sea igual a la pérdida a la misma frecuencia para un recorrido completo de ida y vuelta del resonador. En el caso de que la retroalimentación se realice en una onda, el generador se denomina resonador único. En el segundo caso - dos resonadores. El umbral de excitación de un generador de dos resonadores es significativamente más bajo que el de uno de un solo resonador. Sin embargo, en un generador de dos resonadores, es imposible proporcionar una sintonización de frecuencia uniforme, ya que cada resonador tiene sus propios modos y los intervalos entre modos del resonador para la frecuencia y son diferentes (debido a la dispersión material del medio). Por lo tanto, la sintonización de la longitud de onda en dicho generador será por etapas. En un oscilador paramétrico de un solo resonador, no hay modos longitudinales para la segunda frecuencia, ya que no hay resonador para ella y, por lo tanto, la sintonización en dicho oscilador será más suave. $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\omega_{1}$ $\omega_{1}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

Las características de coherencia temporal y espacial del generador paramétrico serán determinadas de la misma forma que para un láser, por un resonador óptico. Los generadores paramétricos modernos tienen una eficiencia de conversión en términos del número de fotones del 25-30 % al 90 % para muestras sin precedentes.

Mecanismos para la reestructuración de generadores de luz paramétricos

Considere un cristal uniaxial negativo. Para ello, la condición de sincronismo del primer tipo (es decir, la bomba, que es una onda extraordinaria, se desdobla en dos ondas ordinarias) con interacción colineal tiene la forma:

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

donde es el índice de refracción de una onda ordinaria a una frecuencia o ; es el índice de refracción de la onda extraordinaria a la frecuencia de bombeo; es el ángulo entre el eje de un cristal uniaxial y la dirección de sincronismo. Como se desprende de la expresión anterior, el ajuste de la longitud de onda del oscilador paramétrico se lleva a cabo cambiando el índice de refracción de la onda de bombeo extraordinaria al cambiar el ángulo . En consecuencia, cuando se gira el cristal (sintonización angular), el valor cambiará . Entonces, como se desprende de la ecuación anterior, las frecuencias o cambiarán, ya que los índices de refracción de las ondas ordinarias y no dependen del ángulo . Además, también es posible ajustar la temperatura, ya que todos los índices de refracción dependen de la temperatura. Sin embargo, en comparación con el ajuste angular, es más inercial (lento). ${\ Displaystyle n_ {o}}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $nordeste}$ $\ theta$ $n_{e}(\omega _{3},\theta )$ $\ theta$ $n_{e}(\omega _{3},\theta )$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $n_{o}(\omega _{1})$ $n_{o}(\omega _{2})$ $\ theta$

El rango de sintonía de las ondas generadas está determinado por la región de transparencia del cristal, aunque, en principio, se pueden usar diferentes regiones de transparencia de un cristal no lineal. En este caso, la frecuencia estará en la región del IR lejano y la onda conjugada, de acuerdo con la expresión, será ligeramente más larga que la longitud de onda de la bomba. $\omega_{1}$ ${\ estilo de visualización \ omega _ {1} + \ omega _ {2} = \ omega _ {3}}$

Aplicación

Una de las tareas más importantes de la física láser es expandir el conjunto de frecuencias cubiertas por generadores de oscilaciones ópticas coherentes. Muchas oportunidades abiertas en relación con la creación de láseres siguen sin aprovecharse, ya que la mayoría de los generadores de radiación utilizan transiciones de un solo fotón en sistemas cuánticos invertidos y, en principio, solo pueden operar a frecuencias fijas (discretas) bien definidas, cuyo número es relativamente pequeño. . Por lo tanto, la óptica no lineal y el uso de OPO ayudan a los láseres a dominar por completo el rango óptico, lo que hace posible generar radiación coherente en casi cualquier longitud de onda. En la actualidad, los rangos de sintonización de longitud de onda de generación para OPO son de 0,4 a 22 μm.

Literatura

Dmitriev VG, Tarasov LV Óptica no lineal aplicada. - 2ª ed., revisada. y adicional — M.: FIZMATLIT, 2004. — 512 p.
Zvelto O.Principios de láseres. — M.: Mir, 1984.
Akhmanov S. A., Nikitin S. Yu. Óptica física - M .: Nauka, 2004.
Babin A. A. Tesis del candidato "Investigación de convertidores paramétricos de alto rendimiento y generadores de luz". - Gorki, 1981.
Dmitriev VG, Gurzadyan GG, Nikogosyan DN Manual de cristales ópticos no mentirosos. — Springer, 1999.
Kirillov G. A., Zakharov N. G. Manual de física láser. —Sarov, 2016.

Notas

↑ Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. Sobre una posibilidad de amplificar las ondas de luz // ZhETF. 1962. V. 43, No. 7. S. 351
↑ Kroll H. Amplificación paramétrica en medios espacialmente extendidos y aplicación al diseño de oscilación sintonizable en frecuencias ópticas // Phys. Rvdo. 1962. V. 127. Pág. 1207
↑ Kingston R. Amplificación y oscilación paramétricas en frecuencias ópticas // Proc. IRA. 1962.V.50. Pág. 472
↑ Giordmaine J., Miller R. Oscilación paramétrica coherente sintonizable en LiNbO 3 a frecuencias ópticas // Phys. Rvdo. vamos 1965. V. 14. Pág. 973
↑ Harris S., Oshman M., Byer R. Observación de fluorescencia paramétrica óptica sintonizable // Phys. Rvdo. vamos 1967. V. 18. Pág. 732