非线非线性光学原理与进展钱世雄05D.pptVIP

第五章 三阶非线性光学效应概述 第５章 三阶非线性光学效应概述 §５．１三阶非线性极化和三阶非线性极化率 在最一般情况下，考虑四个频率ω1，ω2，ω3和ω4在介质中混频相互作用，且ω4＝ω1＋ω2＋ω3， §５.２四光波相互作用的耦合波方程和相 位匹 配技术 对于四光波相互作用的三阶非线性光学效应，我们仍采用沿ｚ方向传播的平面波假设，则某个信号光电场的耦合波方程为 §５.３ 三倍频 一、 晶体中的三次谐波 可用两块二阶非线性晶体串接构成一个有效的ＴＨＧ器件。 二、 金属蒸汽的三次谐波 气体中的原子或分子密度比固体、液体中低得多，因此｜χ(3)｜也小得多。对碱金属蒸汽的ＴＨＧ研究表明，它是一种很好的三阶非线性介质。具有许多优点：首先金属蒸汽在可见光区域有共振跃迁，使它的｜χ(3)｜获得共振增强，并且气体中非常窄的跃迁能级允许在共振时有大的增强。金属蒸汽是一种负色散介质，可以填充正色散的惰性气体以达到相位匹配的目的，这样使转换效率大大提高。其次气体的极限激光强度比凝聚态物质中的极限强度高几个数量级。因此尽管｜χ(3)｜较小，由高强度激光场感应的非线性极化强度｜Ｐ(3)｜能与固体中用中等强度的光束感应的｜Ｐ(2)｜相比拟。另外金属蒸汽是线光谱，因此在电离限以下金属蒸汽具有相当好的透明性，除了少数共振线外，从紫外、可见到红外有很宽的透明范围。 §５.４光致非线性折射率现象 一、 光克尔（Ｋｅｒｒ）效应 克尔在１８７５年发现当线偏振光（ω）通过加有电场作用的玻璃时，变为椭圆偏振光。这现象表明玻璃在外加电场的作用下，由原来的各向同性变成了光学上的各向异性。外加电场感应了线性双折射，并且折射率的变化与外加电场平方成正比。这就是电光Ｋｅｒｒ效应。如果用另一个光电场（ω′）来代替外加电场，同样通过三阶非线性效应在频率ω处产生与频率ω′的场强平方有关的非线性极化强度 §５．５非线性折射率测量的Ｚ扫描法 １９９０年代以来发展了一种测量材料非线性折射率的新方法——Ｚ扫描技术（Ｚｓｃａｎ）。 光强为Ｉ（ｚ，ｒ）的会聚高斯激光束传播至远场一带有小孔的探测器Ｄ2 ，被测非线性介质放在会聚透镜的焦点附近，并可沿传输方向（ｚ方向）前后移动。由于介质的非线性光学性质将引起光束的会聚或发散，从而引起透过小孔辐射量的变化，测得归一化透过率Ｔ2／Ｔ1与样品位置ｚ的关系。 自聚焦作用可有两种情况：当激光束会聚程度不太高，即｜Ｒ｜比较大时，则（５．４-２４）式右边必须取正号。若较强会聚，即｜Ｒ｜很小，则ｚf会有两个值，这正是自聚焦过程中出现的双焦点现象，一个在原来的焦点之前，一个在原来的焦点后面。  当入射激光是发散的球面波时，则ｚf的值为 显然，当入射激光功率Ｐ取确定值时，发散球面波前的半径Ｒ有最小限制，只有大于这个Ｒ值的发散波才能产生自聚焦 四、　动态自聚焦和瞬态自聚焦  以上关于稳态自聚焦的结果只适用连续或长脉冲的激光,光电场振幅与时间无关，入射激光是短脉冲，必须考虑到光束参量随时间的变化，至少振幅随时间变化的一阶导数必须考虑，这样描述自聚焦效应的波动方程与时间有关了，故称动态自聚焦. 在动态自聚焦中，焦点位置在介质中并不固定，而是随时间ｔ变动，从上式可作出ｚf（ｔ）与ｔ的关系曲线如图: 图５．４-３ （ａ） 自聚焦焦点随时间变化曲线 （ｂ）　入射激光脉冲功率Ｐ（ｔ）波形 上述对于动态自聚焦（亦称准稳态）的分析基于这样的假定，即介质对光场的响应非常快，认为一有激光场作用，介质折射率立刻发生变化，当激光达到自聚焦阈值时，自聚焦现象立刻发生。但当输入激光的脉冲持续时间比非线性折射率（Δｎ）的响应时间更短时，自聚焦过程中Δｎ的时间变化变得重要了，必须考虑瞬态自聚焦现象。 图５．４-４ 超短脉冲自聚焦过程的光束轮廓的变化 五、 自相位调制 实验发现在准稳态和瞬态自聚焦中，一个线宽很窄（０.１～１ｃｍ-1）的激光脉冲经自聚焦后从细丝区发射出来的光呈现很强的谱加宽。对毫微秒脉冲这种加宽约为几十个波数（ｃｍ-1），而用微微秒脉冲，加宽可超过几千ｃｍ-1，即经自聚焦后脉冲频率加宽了３～４量级，对于高强度的微微秒或亚微微秒激光脉冲经非线性介质的谱加宽后甚至达到了白光的连续谱。其原因主要是自聚焦光束上自感应的相位调制引起的。  用一个简单的模型来定性地说明这种效应： 假设有一激光脉冲｜Ｅ（ｔ)｜2 在长为Ｌ的自陷细丝中传播。如果细丝 中的Δｎ有一个瞬时响应Δｎ（ｔ）＝ｎ2｜Ｅ（ｔ)｜2，那么从细丝输 出的光束有一个附加的自相位调制 Δ?（ｔ）＝（ω／ｃ）Δｎ（