Нелинейные эффекты в средах с "квадратичной" нелинейностью. Лекция 2

1.

ЛЕКЦИЯ 2
Нелинейные эффекты в средах с "квадратичной" нелинейностью
( 2)
( 2)
P
E 1 ( 1 ) E 2 ( 2 )
В зависимости от того, какие (сопряженные или нет компоненты)
входят в это произведение, возможны 2 случая:
2 1 P 3 2 1
Т. е. возможна генерация суммарной или разностной частоты.
Частный случай сложения частот - удвоение частоты при 1 2 на
частоте
3 2 1
Генерация второй гармоники
ω 2ω
Для наиболее эффективного
гармоники требуется:
2 2 1 2
взаимодействия
и
преобразования
энергии
первой
k (2 ) 2 k ( ) .
k (2 ) 2 k ( ) , так как
Для
k
c
коллинеарного
n
мы получаем:
2
2
n(2 )
n( ) n( ) n(2 )
c
c

2.

Вследствие существования дисперсии это условие в среде с нормальной
дисперсией невозможно, так как в оптике с ростом частоты показатель
преломления растет. Но можно использовать среды с аномальной
дисперсией или анизотропные среды.
В качестве анизотропных сред используют обычно одноосные
кристаллы.
Тензор диэлектрической проницаемости для такого кристалла имеет
вид:
, оптическая ось –
с
Существует 2 типа нормальных волн:
1) Обыкновенная волна. Вектор поляризации перпендикулярен “главной”
плоскости ( k , c ) . Для нее показатель преломления не зависит от
направления распространения.
2) Необыкновенная волна. Вектор поляризации лежит в плоскости (k , c ) .
Для нее показатель преломления зависит от направления
распространения.
Одноосные кристаллы можно разделить на 2 типа:
1) Электроположительные n0<ne, vo ve
2) Электроотрицательные n0>ne, vo ve
Возьмем электроотрицательный кристалл и перейдем в k-пространство
n0(ω)>ne(ω)
Если возьмем обыкновенную волну на частоте ω, и необыкновенную
волну на частоте 2ω, то, воспользовавшись построением эллипсоида
показателей преломления, можно найти направление, вдоль которого
n0(ω)=ne(2ω).

3.

Возьмем электроотрицательный кристалл n0(ω)>ne(ω)
и перейдем в k-пространство (построим поверхности обратных
волновых нормалей для трёх волн):
Ee
E0
no ( )
ko , e
c
ne ( )
ne (2 )
c
Если возьмем обыкновенную волну на частоте ω, и необыкновенную
волну на частоте 2ω, то, воспользовавшись построением эллипсоида
показателей преломления, можно найти направление, вдоль которого
n0(ω)=ne(2ω).

4.

Таким образом, имеем два кванта обыкновенной волны и один квант
необыкновенной волны с удвоенной частотой. Такой тип взаимодействия
называется оо-е синхронизмом (2 кванта обыкновеной волны дают 1 квант
необыконовенной на удвоенной частоте). Может быть также ое-е синхронизм.
Задача 5-2: Получить условие на показатели преломления при генерации второй
гармоники в случае ое-е синхронизма и найти направление генерации 2-ой
гармоники в условиях такого синхронизма.
В общем случае точный синхронизм не является обязательным условием генерации
удвоенной частоты. Возможно взаимодействие и без точного синхронизма, но его
эффективность будет мала.
Рассмотрим систему уравнений для генерации второй гармоники. Волны – плоские,
волновые вектора - коллинеарные. Используем приближения, описанные выше.
Будем рассматривать оо-е синхронизм.
Считаем, что у нас существует пространственная расстройка:
k k (2 ) 2k ( ) 0
Тогда система уравнений будет выглядеть следующим образом:
E1
i 2 (2)
E2
i 2 2 (2)
( ) E1 E2e i kz
(2 ) E12 ei kz
; z
z
n( )c
n(2 )c
где индексы 1 и 2 у ε означают ω и 2ω, соответственно.
Из соображений симметрии в среде с квадратичной нелинейностью для
вырожденного взаимодействия:
ijj( 2) (2 )
Можно ввести коэффициент:
1 ( 2)
1
jij ( 2 ) (jji2) ( 2 )
2
2
2 (2)
2 2 (2)
( )
(2 )
n( )c
n(2 )c

5.

При решении этой задачи можно воспользоваться приближением
заданной интенсивности сильной световой волны E1>>E2 и E1=const.
Слабая выходная волна на удвоенной частоте не влияет на интенсивность
сильной входной волны на частоте ω.
Тогда получаем для E2:,
2
E2
2
2
E1
4
kz kz 2
sin 2 / 2 z
Из графика зависимости интенсивности второй гармоники от z видно
условие эффективного взаимодействия: kl << 1, l c / k называется когерентной длиной.
Если зафиксировать
зависимости E2(z).
k ,
то при различных его значениях получаем разные
Задача 6-2: Найти направление распространения обыкновенной волны в кристалле (по отношению к
оптической оси ) при котором происходит оптимальная генерация второй гармоники е-волны если: no(ω)
= 1.5 ; ne(ω) =1.45 ; ne(2ω)=1.49 ; no(2ω)=1.53. Рассмотреть различные типы синхронизма (oo-e или ее-о
типа). Найти интенсивность 2-ой гармоники, если известна длина кристалла и коэффициент
нелинейности.
Задача 7-2: Оценить интенсивность световой волны, необходимую для создания генератора 2-ой
гармоники в нелинейно-оптическом электроотрицательном кристалле с заданными параметрами
нелинейности (известным коэффициентом χ(2)).
Приближение заданной интенсивности исходной волны часто не
работает, так как при k 0 E2 быстро возрастает.
Нелинейный режим генерации второй гармоники.
Рассмотрим случай
гармоники: k 0
точного
синхронизма
при
генерации
Тогда система уравнений будет выглядеть следующим образом:
E2
i E12
z
E1
i E1 E2
z
2-ой

6.

Эта система, описывающая весь процесс генерации 2-ой гармоники
в нелинейной среде в отсутствии расстройки, может быть решена
точно.
Эту систему можно решать, используя первые интегралы:
1) Надо найти интегралы этой системы.
Нетрудно показать, что: z I 1 I 2 0 - закон сохранения энергии.
Энергия во вторую гармонику может попасть только из первой.
Если ввести плотность потока квантов, как
Ni
Ii
i , то сразу
получим: N1 2 N 2 const
2) Сделаем замены:
E1 A1ei 1 E2 A2ei 2
Обозначим: 2 1 2 и перейдем к системе действительных
уравнений для фаз и амплитуд. Можно получить следующую
систему уравнений:
dA2
2
A1 sin
dz
dA1
A1 A2 sin
dz
dA1 dA2
2 dz
1
A
d
cos
cos 2 A2
dz
dz
A2 sin
A2
A1
2
1
Таким образом, из последнего уравнения легко получается
интеграл:
2
A1 A2 cos const
Если на входе в среду cos 0 , то везде / 2 .
Если A2 ( z 0) 0 , а взаимодействие идет, то cos 0 , / 2 ,
sin 1

7.

Таким образом, мы избавились от Φ. При этом первые 2 уравнения
преобразуются в следующие:
dA2
2
A1
dz
dA1
A1 A2
dz
Решая их, используя закон сохранения энергии, получаем:
A2 A1 (0)th( A1 (0) z)
A1 A1 (0) sec h( A1 (0) z)
Убывание нормированной амплитуды волны основной частоты
(сплошная кривая) и рост нормированной амплитуды волны второй
гармоники (штрихпунктирная кривая) в случае точного синхронизма
l - характерная длина, когда A1 A2 , т. е. A1 (0)l 1
Если вспомнить что такое ,то получим:
A1l
2
2
( 2) l 2 A1 kl 1
kc
5
Обычно 10 - невелико, но есть накопление на длине.
KD*P
KTP
LBO
LiNbO
3
Коэфф. Нел.
10-12 м/В
0,37
3,18
1,16
4,7

8.

Проблема нарушения синхронизма при острой фокусировке пучков
При фокусировке пучков накачки разные лучи распространяются под разными
углами, что приводит к нарушению условий синхронизма генерации 2-ой
гармоники.
Задача 7-2. Оценить оптимальные условия фокусировки светового пучка в
нелинейно-оптический кристалл (с заданным коэфициентом нелинейности)
для эффективного получения 2-ой гармоники.
Проблема пространственного “разбегания” пучков при генерации 2-ой
гармоники
Поскольку взаимодействуют волны разных типов (обыкновенные и необыкновение), то
при колинеарном распространении фазы происходит пространственный снос энергии
необыкновенного пучка относительно обыкновенного.
Поэтому, для эффективной перекачки во 2-ую гармонику выгодно использовать два
нелинейных элемента с разной ориентацией оптической оси. При этом происходит
компенсация пространственного сноса пучков.
Задача 8-2. Оценить разбегание пучков в нелинейно-оптическом кристалле (с
заданным показателем преломления) для эффективного получения 2-ой
гармоники оо-е типа.

9.

Генерация суммарной частоты
Продолжаем рассматривать нелинейные эффекты, связанные с
взаимодействием трех волн в среде с квадратичной
нелинейностью.
ω3
ω2
ω1
Теперь рассмотрим взаимодействие трёх волн в одноосном
кристалле, оо-е синхронизм, когда падающие волны имеют
различные частоты ω1 и ω2, а на выходе хотим получить
генерацию на суммарной частоте 3 2 1 . При решение этой
задачи мы будем пользоваться некоторыми результатами,
полученными при рассмотрении эффекта генерации второй
гармоники, модифицируя их для этой более общей задачи.
Условиями эффективного взаимодействия в данном случае будут:
3 2 1 ;
k 3 k 2 k1
Если мы будем рассматривать коллинеарное взаимодействие, то
условие на показатели преломления на различных частотах будет
2 n( 2 ) 1n( 1 )
n
(
)
3
иметь вид:
.
3
Для нахождения длин волн при синхронизме обычно пользуются
дисперсионной формулой Зельмейера для показателя преломления:
n2 1
i
ai
i2 2 , где ai и ωi – константы.
( 2)
В случае взаимодействия трех волн выражение для P
как:
( 2)
P
( 2)
3
E E , где E E i e
i 1
i ( i t k i r )
к.с.
выглядит

10.

Усредняя правую часть волнового уравнения, оставим только
слагаемые, отвечающие за эффект генерации суммарной
частоты и, воспользовавшись приближением плоских
монохроматических,
медленно
меняющихся
при
распространении волн, получим укороченные уравнения:
E1
1
E2
2
i 1
E2 E3
i 2
E1 E3 E3 i 3 3 E2 E1
z
n( 1 )
z
n( 2 )
z
n( 3 )
2
(2)
где i с ijk ( i ) , причем 1 2 3 из соотношения
перестановочной симметрии.
1) Ищем интегралы. Нетрудно получить законы сохранения
аналогичные тем, которые были получены при рассмотрении
генерации второй гармоники:
cn( i )
2
I
E
I1 I 2 I 3 I const , где i
i
2
Снова переходя от интенсивности к плотности потока квантов,
получаем:
N1 1 N 2 2 N 3 3 const
Из этого соотношения, используя условие 3 2 1 и
условие независимости изменения частот легко получить
следующие законы сохранения:
N1 N 3 const N 2 N 3 const N1 N 2 const
Причем только 2 из них являются независимыми. Эти
соотношения называются соотношениями Мэнли - Роу. Они
отражают тот факт, что на один фотон на частоте ω3 приходятся
по одному фотону на частоте ω1 и ω2.
2) Можно решать исходную систему так же, как и в случае
генерации второй гармоники.
Сделаем замену переменных:

11.

1
2
1
2
cn( i ) 1
1 2 3
2 1 / 2 ( 2)
i i
1/ 2
U
e
I
(
2
c
)
z
Ei
n( )n( )n( ) , i
2
I
c2
i
1
2
3
3 2 1
Т. е. мы сделали замены более сложные, но аналогичные тем, что в
случае генерации второй гармоники. Получаем уравнения в новых
переменных:
dU1
U 3U 2 sin
d
dU 3
U1U 2 sin
d
dU 2
U1U 3 sin
d
d
d
c1ctg ln( U1U 2U 3 )
d
d
где c1 const
U1U 2U3 cos const 0 , так как на входе
U 3 0 это достигается, когда cos 0 , т. е. / 2
Из последнего видно:
Тогда, используя то, что sin 1, получаем решение в виде
U (0)
U 32 ( ) U 22 (0)sn 2 U 1 (0) , 2
эллиптического интеграла Якоби:
U 1 (0)
U 2 ( 0)
U 2 (0)
Это решение зависит от соотношения U (0) . Если U (0) 1 , то
1
1
эллиптический интеграл преобразуется к виду:
U 32 U 22 (0) sin 2 (U 1 (0) ) U 22 U 22 (0)(1 sin 2 (U1 (0) )) ;
;
U12 U12 (0) U 22 (0) sin 2 (U1 (0) )

12.

Таким образом, в этом случае мы получили, что
U 3 U1 .
U 2 (0)
1
Если U1 (0)
, то эллиптический интеграл преобразуется к
другому виду:
U 32 U 12 (0)th 2 U 1 (0)
U12 U 22 U12 (0) sec h 2 U 1 (0)
В этом случае получаем, что амплитуды волн 1 и 2 близки во всём
пространстве.
Задача 9-2. Найти максимальную интенсивность волны
суммарной частоты при заданных интенсивностях суммируемых
волн на входе в нелинейную среду. Рассмотреть случаи разного
отношения интенсивностей входных волн.
Генерация разностной частоты в нелинейной среде
Задача 10-2: Рассмотреть задачу о генерации разностной гармоники в
условиях точного синхронизма при коллинеарном взаимодействии
плоских волн. Вывести основные уравнения и показать их решение в
приближении заданной мощности исходных пучков.
Задача 11-2. Найти максимальную интенсивность волны разностной
частоты при заданных интенсивностях волн на входе в нелинейную среду.
Рассмотреть случаи разного отношения интенсивностей входных волн.
Задача 12-2. Эффекты квадратичной нелинейности в среде с
периодическим изменением направления оптической оси (с
периодическим изменением знака нелинейности). Решить задачу о
генерации 2-ой гармоники в такой среде. Найти оптимальный период.