非线性光学课件B

§3.5方位角的选取xyZ光轴kφθ1、光轴（z轴）与波矢量（光的传播方向）之间的夹角为。kθ2、当为时，如o+oe匹配方式，基频光中o光的振动分量（垂直zok面的振动）和倍频光中e光的振动分量（平行zok面的振动）就满足相位匹配条件，倍频光最大。θθm3、为使倍频光最大，倍频光的e光的振动分量应该为最大。选取入射光E的入射方向，即选取某一方位角Φ（方位角Φ：zok面与x轴的夹角），使P的e光振动分量最大。4、有效非线性系数effd由于P和E之间是张量关系，即是张量，定义有效非线性系数，来表示P和E之间的方向关系。effdlmeffeeed3211,,表示非线性极化率在方向上的投影。选取适当的Φ角，可使有效非线性系数最大，也就是倍频光最大。neeffd不同晶体不同的匹配方式可查表得到有效非线性系数的表达式，通过使最大求得方位角Φ。effd§3.6倍频晶体长度的选取1、倍频光的转换效率222222222222sin4LkLkLEcnLII2、当时，说明基频光基本上都转换为倍频光了，此时若L再长，只有传输损耗了。倍频光不会再增强。%1003、倍频晶体长度有一个最佳值。sL4、根据耦合波方程kziEEdckidzEdkziEEdckidzEdeffeffexpexp2123233*2321211（3.5-1）对于倍频光有：，，，2123EEE2123EE(3.5-1)式变为：kziEEdckidzEdkziEEdckidzEdeffeffexpexp2123233*2321211（3.5-2）求解(3.5-2)式得：ssLzthEzELzhEzE/)0()(/sec)0()(22其中21021221208cnnIdLeffs§3.7现代倍频技术一、高功率脉冲激光器倍频技术（腔外倍频）全反射镜调Q器件YAG晶体输出镜T＝90％聚焦透镜倍频晶体0.53μm1.06μm分光镜1.腔外倍频的原因（1）倍频效率成正比，因此选择高的基频功率密度I~（2）对于调Q高功率脉冲激光器，输出镜透过率T：80～90％，腔内腔外的功率密度相差很小，为简单起见，将倍频晶体置于腔外。2.晶体位置：置于激光光腰处（1）对于基横模（TEM00），是高斯光束，在束腰处光斑面积最小，功率密度最高，且束腰处近似平面波，对位相匹配有利。（2）由激光理论，发散角和束腰半径关系：当小，大，当晶体长度超过束腰长度时，光束发散，破坏光束完全匹配状态，倍频效率下降，所以，和之间有一折中。00003.采用聚焦透镜增大基波功率密度（1）采用聚焦透镜，聚焦功率可增大一个数量级。（2）通常采用长焦透镜，增大焦深与倍频晶体长度相匹配。二、低功率连续激光器倍频技术（腔内倍频）全反射镜YAG晶体T＝100％（0.53μm）T＝0％（1.06μm）聚焦透镜倍频晶体0.53μm布氏起偏器输出镜1.腔内倍频的原因连续激光器，输出镜的透射率T：10～20％，腔内功率密度比腔外大5～10倍，因此，采用腔内倍频。2.输出镜的选择对于激光，其损耗处于最佳值10％左右时，激光振荡才会最强，这样，也可以得到高的倍频光。因此，使输出镜对基频光全反射，而使倍频效率为10％，基频光振荡最强。3.布氏起偏器作用（1）使基频光变为偏振光。（2）使倍频光输出。三、腔内双向倍频全反射镜YAG晶体T＝100％（1.06μm）T＝0％（0.53μm）倍频晶体0.53μm长通滤光片短通滤光片T＝0％（1.06μm）T＝100％（0.53μm）1.双向倍频，倍频光增强了2.滤光片可通过镀膜实现3.向前和向后传播的倍频光要同位相，否则会抵消，通过调节倍频晶体与两个滤光片距离实现，设计高精密调节系统。第四章受激散射效应第一节光散射现象概述一、光的散射有一部分能量，偏离原来的传播方向，向空间其它任意方向弥散开来，这种现象称为光的散射。二、研究光散射的意义1.认识光的传播规律，光和物质相互作用的规律。2.探索介质的组成、结构、均匀性、物态变化的手段。3.提供一种产生强相干辐射的新方式，如受激喇曼散射激光器，受激自旋反转喇曼激光器。三、光散射的原因表面上看：介质的光学不均匀性，即光学常数（折射率）的不均匀性。实质上：，n41介质的光学不均匀性，实质上是介质感应电极化特性的时空起伏，即感应电偶极矩的时空起伏。在入射光作用下，介质内产生感应电偶极矩，电偶极矩是产生次级电磁波的辐射源，当介质内感应电偶极矩的时空分布完全均匀时，次波辐射互相干涉，使介质内沿原来前进方向上的光辐射强度最大，其它方向上次波辐射干涉相消,光强为零，没有光的散射。当介质内折射率分布不均匀，感应电偶极矩时空分布不均匀，次波辐射干涉结果，在其它方向不能完全干涉相消，光强不为零，形成散射。三、光散射现象的分类从产生的物理机制可分为两大类1、非纯净介质中的光散射介质中由外来杂质质点、颗粒、介质本身结构缺陷等造成的光散射。如晶体中形成的结石、气泡、杂质颗粒、局部错位、局部应力都可成为散射中心。特点：散射现象不是介质本身所固有的，而是依赖外部掺杂进来的散射中心的性质或介质的纯净度。规律：（1）散射光频率与入射光频率相同。（2）散射光强I‘与入射光波长之间关系：1I其中：与散射中心的尺度有关0a（1）丁铎尔散射：，，与无关。0a0I（2）瑞利散射：，，0a441I（3）米氏散射：，~0a4~02、纯净介质中的光散射（介质本身所固有的）（1）瑞利散射：①组成介质的原子或分子产生的密度起伏。②散射光频率与入射光频率相同，散射前后原子或分子内能不变。③散射光强与入射光波长：I41I（2）喇曼散射：发生在由分子组成的纯净介质中。组成介质的分子是由原子或离子组成的，它们在分子内部按一定方式运动，如振动、转动。分子内部粒子间的这种相对运动，使感应电偶极矩受到调制，使入射光产生散射。散射光的频率相对入射光有一频移，频移量等于调制频率。设入射光：)2cos(00tEE)2cos('10t电极化率：入射光产生的电极化率分子运动对电偶极矩的调制电极化强度矢量：tEtEtEtEtEP)(2cos21)(2cos21)2cos()2cos()2cos('001'00100000'10反斯托克斯散射光斯托克斯散射光（3）布里渊散射：组成介质的质点群，做热运动，使介质内存在弹性力学振动或声波场，使介质的密度（折射率）随时间和空间周期性起伏，因而对入射光产生散射作用。声波场相当于光栅的衍射作用。特点：散射光频率与入射光不同，频移量与声波特性及散射角有关。第二节受激喇曼散射效应一、喇曼散射的量子理论描述前面对喇曼散射进行了经典的物理说明（入射光看作电磁波），下面采用量子理论图像对散射机制给出更本质的说明（入射光看作光子）。aabb0hh)(0habb0hh)(0ha处于较低能级上的分子，吸收入射光子跃迁到一虚能级上，然后分子跃迁回一个较高能级上发射出频率为的光子，分子内能增加a0hab)(0hh处于较高能级上的分子，吸收入射光子跃迁到一虚能级上，然后分子跃迁回一个较低能级上发射出频率为的光子，分子内能减少a0hb)(0hhb斯托克斯光子反斯托克斯光子二、受激喇曼散射几率1、普通喇曼散射几率利用量子理论，可以对喇曼散射进行定量描述设：能级、上的分子数密度分别为，abaNbN则：单位时间内，在空间立体角内散射出具有一定偏振状态的频率为的光子的几率为：00)1()(nnvNtwa其中：是光速，v是喇曼散射过程单位体积的微分散射截面，是入射光的光子简并度，是散射光的光子简并度，0nn2、受激喇曼散射几率（1）对于普通光，入射光子简并度很小，，散射光的光子简并度就更小，因此可以忽略。散射几率：10n32010~10nnn00)(nvNtwa（2）对于强激光，入射光子简并度很大，，散射几率：10010nnnvNtwa0)(（4.2-1）受激喇曼散射几率远远大于普通喇曼散射的几率，散射光强也远远大于普通散射光强。三、受激喇曼散射普通喇曼散射中，入射光是非相干光，喇曼散射也是一种自发辐射，因此，散射光是非相干光强激光入射时，入射光是相干光，具有高的光子简并度，因此，有大量具有同一量子状态的光子，这些光子与散射粒子碰撞，产生大量具有同一量子状态的散射光子，散射光具有高的光子简并度，是受激相干光，成为受激喇曼散射。四、受激喇曼散射的增益由受激喇曼散射几率：nnvNtwa0)(（4.2-1）散射几率：单位时间散射光子的总几率，即单位时间散射光子数的变化。（4.2-1）可改写为：nnvNtna0（4.2-2）又：In（4.2-2）可改写为：InvNtIa0（4.2-3）tnvNIIa0tvz（4.2-4）代入（4.2-4）中：dznNIIda0（4.2-5）对（4.2-5）积分：gzeIzI)0,(),(其中，g是增益系数：0nNga（4.2-6）（4.2-7）五、原子的电子跃迁受激喇曼散射受激喇曼散射的特点是发射出散射光子的同时，伴随着粒子由初始能级向终止能级的跃迁。能级跃迁可以是分子转动能级之间的跃迁、振动能级的跃迁、电子能级的跃迁、半导体介质中自旋反转能级之间的跃迁。能级跃迁性质不同，决定了散射光的频移范围大为不同。1.电子跃迁受激喇曼散射特点在散射过程的前后，原子所处的始末能级属于不同的电子能级。能级间隔在103～104厘米-1量级，厘米-1是波数的量纲。因此可获得较大的受激散射光的频移。2.工作物质（散射介质）几种金属蒸气，如Cs、K、Ba、Tl。能级结构简单，且电子能级间隔距离不太远。3.举例：以Cs原子为例如图：6S为电子基态能级，6S和7S能级间隔18536厘米-16S7S8S7P1/27P3/2s18536厘米-1p喇曼散射过程：当入射光子能量大于能级间隔时，电子吸收光子跃迁到虚能级上，然后再向下跃迁到7S能级，同时发出一个stoks散射光子，散射光相对入射光的频移为。s4.共振散射当入射光的波长使散射过程的中间态能级，即虚能级，靠近或近似与某一实际能级重合时，就会出现共振或近共振，则散射光强显著增强。六、分子振动能级跃迁受激喇曼散射1.特点在散射过程中，粒子能级跃迁为分子不同振动能级间的跃迁。散射频移量在102～103厘米-1。2.散射介质（1）有机液体：硝基苯、苯、甲苯、CS2等。（2）固态：金刚石、方解石、光纤、光学玻璃。（3）气态：高压气体，H2、N2、CH4等，气压：10～102大气压。七、分子转动能级跃迁受激喇曼散射1.特点在散射过程中，粒子能级跃迁为分子不同转动能级间的跃迁。散射频移量在0～102厘米-1。2.散射介质低温冷却的仲氢气体，能量转换效率可达55％。八、受激喇曼散射的混频效应1.受激喇曼散射与普通喇曼散射的区别2.多重散射光谱：除一级斯托克斯散射谱线和反斯托克斯谱线外，还可能在高、低频方向出现一系列等频率间隔的多重受激喇曼散射谱线，称为二级斯托克斯谱线和反斯托克斯谱线。产生的原因是不同的受激喇曼散射光在介质中混频产生的。（1）受激喇曼散射有增益能力。（2）受激喇曼散射效应出现阈值性、高定向性、高单色亮度。（3）受激喇曼散射存在多重散射光谱。九、受激自旋反转喇曼散射效应1.概念当介质中的电子自旋取向不同时，系统所取的能态也不同。把半导体在低温下置于强磁场当中，入射到介质中的激光受到电子散射，同时导带