Paraméteres fénygenerálás

A paraméteres fénygenerálás (POG) a közeg válaszának egyik másodrendű nemlineáris hatása. Ilyen közegben egy frekvenciájú pumpahullám két és frekvenciájú hullámra bomlik , amelyeket üresjárati és jelhullámoknak nevezünk, így az összefüggés teljesül: . Ha a fázisillesztés feltételei teljesülnek , akkor a hullámok frekvenciájával és növekedni fognak, ahogy áthaladnak a kristályon, és energiát vesznek fel a szivattyútól. Ha vagy egy frekvenciájú hullámon , vagy mindkét frekvencián visszacsatolást biztosítunk egy nemlineáris közeg megfelelő rezonátorba helyezésével, akkor megfelelő szivattyúintenzitás mellett parametrikus generálás következik be. $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ ${\displaystyle \omega _{1}+\omega _{2}=\omega _{3))$ ${\overrightarrow {k_{1}}}+{\overrightarrow {k_{2}}}={\overrightarrow {k_{3}}}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\omega_{1}$

Történelem

A PGS elveit 1962-ben szinte egyidejűleg és egymástól függetlenül javasolták S. A. Akhmanov és R. V. Khokhlov a Szovjetunióban [1] , N. Kroll [2] és R. Kingston [3] az USA-ban; ugyanezek a szerzők javasolták az OPO optikai frekvenciáinak hangolásának lehetséges sémáit is. A parametrikus generálást először J. Jordmain és R. Miller érte el 1965-ben [4] . Az első OPO-t nemlineáris lítium-niobát elemen hozták létre, végeit erősen visszaverő interferenciabevonattal vonták be, ami lehetővé tette egy magas Q Fabry-Perot interferométer megvalósítását. A szivattyú küszöbteljesítménye körülbelül 7 kW volt impulzusonként; ez a teljesítmény körülbelül 0,5 MW/ cm2 szivattyú teljesítménysűrűségének felelt meg a nemlineáris OPO elemben . A szerzők a generációs hullámhossz hangolását figyelték meg a 0,7–2,0 μm tartományban, a nemlineáris elem hőmérsékletének megfelelő változásával.

Az OPO elméletének kérdéseit a különböző években S. A. Akhmanov, R. V. Khokhlov, V. G. Dmitriev, G. I. Freidman és mások dolgozták ki a Szovjetunióban, M. Oshman, S. Harris és mások az USA-ban [5] .

A jelenség előfordulási mechanizmusa

A lineáris optikában az elektromágneses hullámot terjedő közeg töltéseinek kényszerrezgései a külső tér frekvenciáján lépnek fel, aminek következtében a beeső, visszavert és megtört hullámok azonos frekvenciájúak. Ebben az esetben a közeg indukált elektromos polarizációja , amelyet a dipólusmomentumok sűrűsége határoz meg, lineárisan függ az elektromos térerősségtől: ${\overrightarrow {P}}$

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

hol van a közeg dielektromos szuszceptibilitása. $\chi$

A beeső hullám nagy intenzitása esetén észrevehetővé válik a közeg molekuláiban a töltésrezgések anharmonikussága, és a részecskék többféle frekvenciájú hullámokat bocsáthatnak ki ( stb.). Ebben az esetben a polarizáció függése a külső elektromos tér erősségétől Taylor-sorként ábrázolható egy kis paraméterben : $2\omega ,3\omega$ $\mu ={E \over E_{atom}}$

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

A közeg szuszceptibilitása az index növekedésével gyorsan csökken, ezért minél nagyobb a hatás nemlinearitása, annál nagyobb a primer fényhullám szükséges intenzitása, amely szükséges a nemlineáris hatások megnyilvánulásához. ${\chi _{i+1} \over \chi _{i}}\propto {E \over E_{atom}}$

A paramétergenerálás a közepes válasz egyik másodrendű nemlineáris hatása. Csak a nem-centroszimmetrikus közegeknek van másodrendű nemlinearitása. A centroszimmetrikus közegben ez a nemlinearitás megegyezik a nullával. Kvadratikus nemlinearitású médiában:

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

Ilyen közegben egy frekvenciájú pumpahullám két és frekvenciájú hullámra bomlik , amelyeket üresjárati és jelhullámoknak nevezünk, így az összefüggés teljesül: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

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

Mindhárom hullám terjedési irányát, amely mentén a hullámok intenzitása frekvenciákkal halmozódik fel, a szinkronizmus irányának nevezzük , és a következő kifejezésből határozzuk meg: $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

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

hol vannak a , , frekvenciáknak megfelelő hullámvektorok . ${\overrightarrow {k_{1}}},{\overrightarrow {k_{2}}},{\overrightarrow {k_{3}}}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\Omega 3}$

Meg kell jegyezni, hogy ez a kifejezés vektor formában van írva. Ennek az állapotnak egy speciális esete a skaláris szinkronizmus, amelyet a gyakorlatban leggyakrabban alkalmaznak.

A parametrikus generálás fejlődése a következőképpen írható le. Hagyja, hogy egy erős hullám frekvenciájú (szivattyúhullám) terjedjen egy nemlineáris kristályban . A kristályban mindig vannak téringadozások rendkívül gyenge, kaotikus jelek formájában. Ezután, ha a fázisillesztés feltételei teljesülnek , akkor a hullámok frekvenciájával és exponenciálisan növekednek, ahogy áthaladnak a kristályon, és energiát vesznek fel a szivattyútól. Ha vagy egy frekvenciájú hullámon , vagy mindkét frekvencián visszacsatolást biztosítunk egy nemlineáris közeg megfelelő rezonátorba helyezésével, akkor megfelelő szivattyúintenzitás mellett parametrikus generálás következik be. A küszöbszivattyú intenzitását, mint mindig, abból a feltételből kell meghatározni, hogy a frekvenciahullám felerősítése megegyezik a rezonátor teljes körútjára ugyanazon a frekvencián bekövetkező veszteséggel. Abban az esetben, ha a visszacsatolás egy hullámban történik, a generátort egyrezonátornak nevezik. A második esetben - két rezonátor. A kétrezonátoros generátor gerjesztési küszöbe lényegesen alacsonyabb, mint az egyrezonátoros generátoré. Kétrezonátoros generátorban azonban lehetetlen sima frekvenciahangolást biztosítani, mivel minden rezonátornak megvannak a saját üzemmódjai, és a rezonátor intermódusú intervallumai a frekvenciához és eltérőek (a közeg anyagi szórása miatt). Ezért a hullámhossz hangolása egy ilyen generátorban lépcsőzetesen történik. Az egyrezonátoros parametrikus oszcillátorban nincsenek longitudinális üzemmódok a második frekvenciához, mivel nincs rezonátor, és ezért az ilyen oszcillátor hangolása simább lesz. $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $\omega_{1}$ $\omega_{1}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

A parametrikus generátor időbeli és térbeli koherenciájának jellemzőit a lézerhez hasonlóan optikai rezonátor határozza meg. A modern parametrikus generátorok átalakítási hatékonysága a fotonok számát tekintve 25-30%-tól 90%-ig terjed a rekordméretű minták esetében.

Mechanizmusok a parametrikus fénygenerátorok átalakításához

Tekintsünk egy negatív egytengelyű kristályt. Ehhez az első típusú szinkronfeltétel (vagyis a szivattyú, amely egy rendkívüli hullám, két közönséges hullámra szakad) kollineáris kölcsönhatással a következőképpen alakul:

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

ahol egy közönséges hullám törésmutatója egy vagy frekvencián ; a rendkívüli hullám törésmutatója a szivattyú frekvenciáján; az egytengelyű kristály tengelye és a szinkron iránya közötti szög. Amint a fenti kifejezésből következik, a parametrikus oszcillátor hullámhosszának hangolása a rendkívüli szivattyúhullám törésmutatójának megváltoztatásával történik a szög megváltoztatásakor . Következésképpen, amikor a kristályt elforgatják (szöghangolás), az érték megváltozik . Ezután, amint az a fenti egyenletből következik, a frekvenciák vagy változni fognak , mivel a közönséges hullámok törésmutatói nem függnek a szögtől . Ezenkívül a hőmérséklet beállítására is van lehetőség, mivel minden törésmutató a hőmérséklettől függ. A szögbeállításhoz képest azonban inerciálisabb (lassúbb). ${\megjelenítési stílus n_{o))$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $n_{e}$ $\theta$ $n_{e}(\omega _{3},\theta )$ $\theta$ $n_{e}(\omega _{3},\theta )$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$ $n_{o}(\omega _{1})$ $n_{o}(\omega _{2})$ $\theta$

A generált hullámok hangolási tartományát a kristály átlátszósági tartománya határozza meg, bár elvileg egy nemlineáris kristály különböző átlátszósági tartományai is használhatók. Ebben az esetben a frekvencia a távoli IR tartományban lesz, és a konjugált hullám a kifejezésnek megfelelően valamivel hosszabb lesz, mint a pumpa hullámhossza. $\omega_{1}$ ${\displaystyle \omega _{1}+\omega _{2}=\omega _{3))$

Alkalmazás

A lézerfizika egyik legfontosabb feladata a koherens optikai rezgések generátorai által lefedett frekvenciakészlet bővítése. A lézerek létrehozásával kapcsolatban megnyíló számos lehetőség kihasználatlan marad, mivel a legtöbb sugárgenerátor egyfoton átmeneteket használ fordított kvantumrendszerekben, és elvileg csak jól meghatározott fix (diszkrét) frekvenciákon működhet, amelyek száma viszonylag kicsi. . Ezért a nemlineáris optika és az OPO-k használata segít a lézereknek az optikai tartomány teljes elsajátításában, lehetővé téve így szinte bármilyen hullámhosszon koherens sugárzás létrehozását. Jelenleg az OPO-k generációs hullámhossz-hangolási tartománya 0,4–22 μm.

Irodalom

Dmitriev VG, Tarasov LV Alkalmazott nemlineáris optika. - 2. kiadás, átdolgozva. és további — M.: FIZMATLIT, 2004. — 512 p.
Zvelto O. A lézerek alapelvei. — M.: Mir, 1984.
Akhmanov S. A., Nikitin S. Yu. Fizikai optika - M .: Nauka, 2004.
Babin A. A. kandidátusi tézis "Nagy teljesítményű parametrikus konverterek és fénygenerátorok kutatása". - Gorkij, 1981.
Dmitriev VG, Gurzadyan GG, Nikogosyan DN Handbook of Nonliear Optical Crystals. — Springer, 1999.
Kirillov G. A., Zakharov N. G. Kézikönyv a lézerfizikáról. - Sarov, 2016.

Jegyzetek

↑ Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. A fényhullámok erősítésének egyik lehetőségéről // ZhETF. 1962. V. 43., 7. sz. S. 351
↑ Kroll H. Paraméteres erősítés térben kiterjesztett közegben és alkalmazása hangolható oszcilláció tervezésére optikai frekvenciákon // Fizik. Fordulat. 1962. V. 127. 1207. o
↑ Kingston R. Paraméteres erősítés és oszcilláció optikai frekvenciákon // Proc. HARAG. 1962.V.50. 472. o
↑ Giordmaine J., Miller R. Hangolható koherens parametrikus oszcilláció LiNbO 3 -ban optikai frekvenciákon // Phys. Fordulat. Letts. 1965. V. 14. 973. o
↑ Harris S., Oshman M., Byer R. Hangolható optikai parametrikus fluoreszcencia megfigyelése // Phys. Fordulat. Letts. 1967. V. 18. 732. o