非线性光学复习材料

非线性光学复习材料非线性光学复习材料 非线性光学复习资料1 高斯单位制下的麦克斯韦方程组 并由此推 导波动方程22P22224 1 tctcNL EE高斯单位制 下麦克斯韦方程组ttc EjBBBEE14 014 2 线性光学与非线性光学的主要区别 A为线性光学 B为非线性光学E 1 A单束光在介质中传播 通过干涉 衍射 折射可以改变光的 空间能量分布和传播方向 但与介质不发生能量交换 不改变光的 频率 B一定频率的入射光可以通过与介质的相互作用而转换成其他频率的 光 倍频等 还可以产生一系列在光谱上周期分布的不同频率和光 强的光 受激拉曼散射等 2 A多束光在介质中交叉传播 不发生能量相互交换 不改变各 自的频率 B多束光在介质中交叉传播 可能发生能量相互转移 改变各自频率 或产生新的频率 3 A光与介质相互作用 不改变介质的物理参量 这些物理参量 只是光频的函数 与光场强度变化无关 B光与介质相互作用 介质 的物理参量如极化率 吸收系数 折射率等是光场强度的函数 非线 性吸收和色散 光克尔效应 自聚焦等 4 A光束通过光学系统 入射光强与透射光强之间一般呈线性关 系 B光束通过光学系统 入射光强与透射光强之间呈非线性关系 5 多束光在介质中交叉传播 各束光的相位信息彼此不能相互传 递 B多束光在介质中交叉传播 光束之间可以相互传递相位信息 而且 两束光的相位可以互相共轭 光学相位共轭 3 写出电场强度的付氏振幅的表达形式 并对电强度进行付氏分解 对于角频率为1 波矢为1k 初相位为1 的单色平面波 cos r11111 rkEEtt cos r11111 rkEEtt引入 付氏振幅 kexp 21 1111 rEEir将其所代表的单色平 面波改写成 exp r exp r r11111ti ti tEEE 这 样 1 2 3 式可改写成对称形式 exp r exp r r11111ti ti t EEE其中nn r r EEnn n为整数 这样由N个频率分别为n 波矢为nk 初相位为n 的单色平面波组 成的光波场 rtE就可表示为 exp r rti tnNNnn EE 4 非线性极化张量的宏观性质及相应得推导过程 1 真实性条件 2 mns 是复张量 它的复共轭张量 满足 2 2 mnsmns 证明 因为 r 2 Ps是频率为s 的二次非线性极化矢量 rtP 2 s的付氏振幅 所以有 exp r exp r r 2 2 ti ti tssss PPP 2 s rtP 2 s为实数 所以 r r 2 2 PPss 1 按照 r E r r 2 2 E Pmnmnmnssm n 有 r E r r E r r 2 2 2 E E Pmnmnsmnmnsssmnsmn 2 rm 式两边取复共轭而对 E r r 2 2 E Pnmnmnssmn 得 r E r r 2 2 E m Pmnmnsssn 3 比较 2 和 3 两式可得 2 2 mnsmns 2 本征对易对称性 mns ijk 2对 nj 和 mk 这两对指标可以成对交换而其值不变 nmsmns ikj ijk 2 2证明 考虑频率为n m 的两光波与非线性介质的相互作用 其频率mns 的二次非线性极化强度的i分量可表示为 exp r r r 2 ijk 2 itiEEtPmnmknjmnsmns 1 上式的意义是频率为n 光波场的j分量和频率为m 光波场的k 分量与非线性介质相互作用产生频率为 mn 的二次极化强度的 i分量 同理 其频率nms 的二次非线性极化强度的i分量可表示为 exp r r r 2 ikj 2 itiEEtPnmnjmknm snms 2 2 式的意义是频率为m 光波场的k分量和频率为n 光波场的j分 量与非线性介质相互作用产生频率为 nm 的二次极化强度的i 分量 根据实际的物理过程 1 2 两式应该相等 因此有 nmsmns ikj ijk 2 2 3 完全对易对称性 如果光波频率都远离介质的吸收区 则 mns ijk 2可近似取成实数 这时对 si nj mk 三对指标都具有成对交换对成性 snmmsnmns kji jik ijk 2 2 2 4 凡是具有对称中心的介质和具有反演中心的晶体 它的偶次非 线性极化张量恒为零 即0 2 n 5 321 和频过程的曼利 罗关系的物理意义zNzNzN 321 321 NNN分别为通光方向 上频率321 光波的平均光子流密度 物理意义上式表示频率为1 2 光波的平均光子流密度变化率相 等 并且和3 光波的平均光子流密度数值上相等但符号相反 也就 是说 在无损耗非线性介质内三波耦合过程中 通过介质的二次非 线性极化三波之间相互交换能量 随着传播距离的增加 每产生一 个频率为1 的光子 必定同时产生一个频率为2 的光子 并同时 湮灭一个频率为3 的光子 或者说 产生一个频率为3 的光子 同时湮灭一个频率为1 的光 子和一个频率为2 的光子 从结果来看上上述两种过程 一种相当于一个1 的光子和一个2 的光子合成一个3 的光子 另一种反过程相当于一个3 的光子分 裂为一个1 的光子和一个2 的光子 6 以倍频为例说明相位匹配的意义 并列举两种实现相位匹配的方 法及基本原理 相位匹配即要求倍频过程中0221 kkk 其中21 kk分别为基频波 和倍频波的波失 欲满足完相位配条件0 k 必须有21nn 即基频波和倍频波的折射 率相等或着说参与相互作用的基频波和倍频波具有相同的相速度 然而 由于介质的色散 一般情况下基频波和倍频波的折射率是不 相等的 即21nn 不满足相位匹配条件 然而 可以在特定条件下 使这两个波的折射率相等 具体方法有 1 角度相位匹配 作为各向异性介质单轴晶体具有双折射特性 在倍频情况下 将基频波和倍频波选择不同偏振态的光 通过o光 e光折射率的不同可以补偿正常色散所造成的折射率差 选择特定光 的传播方向使之达到相位匹配 2 温度相位匹配 利用其折射率的双折射量与色散是其温度敏感 函数的特点 即en随温度的改变量比o n随温度的改变量大得多 通过调节晶体的温度 实现 90 m 的相 位匹配 3 准位相匹配 通过周期性改变某些铁电晶体自发极化方向 可 实现对晶体非线性极化率的周期调制 从而引入相应的倒格失弥补 光倍频过程中由于折射率色散造成的基波和谐波之间的位相失配 以获得非线性光学效应的增强 7 非线性光学晶体应具有基本特性 1 2 3 晶体的有效非线性光学系 数要大 透过波段宽 特别是在所需波段有很好的透过性 晶体双折射适当 能够实现相关匹配 最好能够实现非临界相位匹 配 抗光损伤阈值要高 晶体有良好的热性质 对于温度变化所造成的 影响要小 晶体有良好的物理化学稳定性 不潮解 无明显完全解理面 晶体硬度适中 易于加工 包括切割不脆裂 易于研磨抛光等 可以选用适当的方法生长出满足相关应用要求尺寸和质量的晶体 可以生长大尺寸晶体则更为理想 4 5 6 8 准位相匹配的优点 1 理论上能够利用晶体的整个透光范围 2 可避免空间走离效应 3 可以利用晶体大的非线性系数 4 可以设计成非临界相位匹配 5 非线性转换效率高 6 调谐方式简单 多样 9 在平面波及小信号近似下 倍频过程中倍频光强度可表示成如下 公式2212102 2122eff52 2 2 sin 0 512 klklInldzI 1 若要获得大的倍频光强度 可以采取什 么措施 2 设计一个简单的实验计算某一选定倍频晶体的有效非线 性系数effd 1 1 2zI与2effd和 0 21I成正比 所以 大的有效非线性极化系数和高的基频的光强均可使倍频波光 强增大 2zI与22 2 2 sin klkll 成正比 2 在l从0增到 k 过程中 2zI随l的增加而变大 这就是 说基频波转换为了倍频波 但在l从 k 增到 2 k 过程中 2zI随l的增加而变小 这种情况下意味着倍频波又转换为基频波 因此晶体的长度应选为 kl 2 设计实验 自由发挥 10 以m2 4族负单轴晶体 型角相位匹配eoo 为例 计算有其效倍频极化系数 effd 已知对于m24负单轴晶体倍频极化系数矩阵为 36 1414000000000000000ddddi d112 eeei effd 对于eoo 相位 匹配来说分别有 因为oe垂直光轴和波矢k确定的平面 所以有 0cossin oie对于平行于光轴和k确定的平面的e e 如果取近似0 则有 s