Optyczny oscylator parametryczny

Optyczny oscylator parametryczny na podczerwień

Optyczny oscylator parametryczny ( OPO ) to oscylator parametryczny , który oscyluje na częstotliwościach optycznych. Przekształca wejściową laserową (zwaną „pompą ${s}, \ omega _{i}}$ $,$ ω ja ) za pomocą nieliniowej interakcji optycznej drugiego rzędu . Suma częstotliwości fal wyjściowych jest równa częstotliwości fali wejściowej: ${\ Displaystyle \ omega _ {s} + \ omega _ {i} = \ omega _ {p}}$ . Ze względów historycznych dwie fale wyjściowe nazywane są „sygnałem” i „biegiem jałowym”, gdzie fala wyjściowa o wyższej częstotliwości jest „sygnałem”. Szczególnym przypadkiem jest zdegenerowany OPO, gdy częstotliwość wyjściowa jest równa połowie częstotliwości pompy, ${\ Displaystyle \ omega _ {s} = \ omega _ {i} = \ omega _ {p}/2}$ , co może skutkować generowaniem półharmonicznej , gdy sygnał i pas jałowy mają tę samą polaryzację.

Pierwszy optyczny oscylator parametryczny został zademonstrowany przez Josepha A. Giordmaine'a i Roberta C. Millera w 1965 roku, pięć lat po wynalezieniu lasera, w Bell Labs. Optyczne oscylatory parametryczne są wykorzystywane jako spójne źródła światła do różnych celów naukowych oraz do generowania ściśniętego światła w badaniach mechaniki kwantowej. Raport sowiecki został również opublikowany w 1965 roku.

Przegląd

OPO składa się zasadniczo z rezonatora optycznego i nieliniowego kryształu optycznego . Rezonator optyczny służy do rezonowania co najmniej jednej z fal sygnałowych i fal jałowych. W nieliniowym krysztale optycznym fale pompy, sygnału i koła pasowego nakładają się. Interakcja między tymi trzema falami prowadzi do wzmocnienia amplitudy dla fal sygnałowych i jałowych (wzmocnienie parametryczne) i odpowiadającego temu osłabienia fali pompującej. Wzmocnienie umożliwia oscylację fali rezonansowej (sygnału lub koła pasowego lub obu) w rezonatorze, kompensując stratę, której doświadcza fala rezonansowa podczas każdej podróży w obie strony. Ta strata obejmuje stratę spowodowaną sprzężeniem zewnętrznym przez jedno z luster rezonatora, które zapewnia pożądaną falę wyjściową. Ponieważ (względna) strata jest niezależna od mocy pompy, ale zysk jest zależny od mocy pompy, przy małej mocy pompy wzmocnienie jest niewystarczające, aby wspierać oscylacje. Oscylacja występuje tylko wtedy, gdy moc pompy przekracza próg. Powyżej progu wzmocnienie zależy również od amplitudy fali rezonansowej. Zatem w pracy w stanie ustalonym amplituda fali rezonansowej jest określona przez warunek, że to wzmocnienie jest równe (stałej) stracie. Amplituda cyrkulacji wzrasta wraz ze wzrostem mocy pompy, podobnie jak moc wyjściowa.

Wydajność konwersji fotonów, liczba fotonów wyjściowych w jednostce czasu w sygnale wyjściowym lub fali jałowej w stosunku do liczby fotonów pompujących padających na jednostkę czasu do OPO może być wysoka, rzędu kilkudziesięciu procent. Typowa progowa moc pompy wynosi od dziesiątek miliwatów do kilku watów, w zależności od strat rezonatora, częstotliwości oddziałującego światła, intensywności materiału nieliniowego i jego nieliniowości. Można osiągnąć moc wyjściową rzędu kilku watów. Istnieją zarówno fale ciągłe, jak i pulsacyjne OPO. Te ostatnie są łatwiejsze do zbudowania, ponieważ wysoka intensywność trwa tylko przez ułamek sekundy, co uszkadza nieliniowy materiał optyczny i lustra w mniejszym stopniu niż ciągła wysoka intensywność.

W optycznym oscylatorze parametrycznym początkowe fale jałowe i sygnałowe są pobierane z fal tła, które są zawsze obecne. Jeśli fala jałowa jest podawana z zewnątrz wraz z wiązką pompy, wówczas proces ten nazywa się generowaniem różnic częstotliwości (DFG). Jest to proces bardziej wydajny niż optyczna oscylacja parametryczna iw zasadzie może być bezprogowy.

Aby zmienić częstotliwości fali wyjściowej, można zmienić częstotliwość pompy lub właściwości dopasowania fazowego nieliniowego kryształu optycznego. To ostatnie osiąga się poprzez zmianę jego temperatury lub orientacji lub okresu quasi-dopasowania fazowego (patrz poniżej). W celu dostrojenia można również zmienić długość drogi optycznej rezonatora. Ponadto rezonator może zawierać elementy tłumiące przeskoki modów fali rezonansowej. Często wymaga to aktywnego sterowania jakimś elementem systemu OPO.

Jeśli nieliniowego kryształu optycznego nie można dopasować fazowo, można zastosować dopasowanie quasi-fazowe (QPM). Osiąga się to poprzez okresową zmianę nieliniowych właściwości optycznych kryształu, głównie przez okresowe polerowanie . Przy odpowiednim zakresie okresów, wyjściowe długości fal od 700 nm do 5000 nm mogą być generowane w okresowo spolaryzowanym niobianu litu (PPLN). Typowymi źródłami pomp są lasery neodymowe o długości fali 1,064 µm lub 0,532 µm.

Ważną cechą OPO jest spójność i szerokość widmowa generowanego promieniowania. Gdy moc pompy znacznie przekracza wartość progową, dwie fale wyjściowe są z bardzo dobrym przybliżeniem stanami spójnymi (falami podobnymi do lasera). Szerokość linii fali rezonansowej jest bardzo wąska (zaledwie kilka kHz). Fala generowana bez rezonansu również wykazuje wąską szerokość linii, jeśli stosowana jest fala pompy o wąskiej szerokości linii. OPO o wąskiej szerokości linii są szeroko stosowane w spektroskopii.

Właściwości kwantowe generowanych wiązek światła

KTP w OPO

OPO jest układem fizycznym najczęściej używanym do generowania ściśniętych spójnych stanów i splątanych stanów światła w reżimie zmiennych ciągłych. Za pomocą OPO zrealizowano wiele demonstracji protokołów informacji kwantowej dla zmiennych ciągłych.

Proces konwersji w dół naprawdę zachodzi w reżimie pojedynczego fotonu: każdy foton pompy, który jest anihilowany we wnęce, powoduje powstanie pary fotonów w trybach sygnału i koła pasowego. Prowadzi to do kwantowej korelacji między intensywnościami pól sygnałowych i jałowych, tak że występuje ściśnięcie w odejmowaniu natężeń, co zmotywowało nazwę „bliźniacze wiązki” dla pól poddanych konwersji w dół. Najwyższy osiągnięty do tej pory poziom ściśnięcia to 12,7 dB.

Okazuje się, że fazy bliźniaczych wiązek są również skorelowane kwantowo, co prowadzi do splątania , teoretycznie przewidzianego w 1988 roku. Poniżej progu splątanie zmierzono po raz pierwszy w 1992 roku, aw 2005 roku powyżej progu.

Powyżej progu wyczerpanie wiązki pompy czyni ją wrażliwą na zjawiska kwantowe zachodzące wewnątrz kryształu. Pierwszy pomiar ściśnięcia w polu pompy po interakcji parametrycznej został wykonany w 1997 roku. Niedawno przewidziano, że wszystkie trzy pola (pompa, sygnał i koło pasowe) muszą być splątane, co zostało eksperymentalnie zademonstrowane przez tę samą grupę.

Nie tylko intensywność i faza bliźniaczych wiązek mają wspólne korelacje kwantowe, ale także ich mody przestrzenne. Ta funkcja może być wykorzystana do zwiększenia stosunku sygnału do szumu w systemach obrazowania, a tym samym przekroczenia standardowego limitu kwantowego (lub limitu szumu śrutu) dla obrazowania.

Aplikacje

OPO jest obecnie wykorzystywane jako źródło ściśniętego światła dostrojonego do przejść atomowych, w celu zbadania interakcji atomów ze ściśniętym światłem.

Niedawno wykazano również, że zdegenerowany OPO może być używany jako w pełni optyczny kwantowy generator liczb losowych , który nie wymaga przetwarzania końcowego.

Zobacz też

Linki zewnętrzne

Artykuły o OPO

[1] Encyklopedia fizyki i technologii laserowej