通过补偿在非线性光学介质中的波的传播相移来产生波

摘要

在一个如砷化镓这样的非线性光学介质(M)中，两个(作为变型，一个)共线入射单色波(O1，O2)被注入，以便产生一个(作为变型，两个)单色波(O3)。如果各个波经过一个相干长度，该介质就在这三个波之间引发一个大小为π的传播相移，并且，每当各个波在该介质中经过一个周期距离(D)后，所述传播相移就在0模2π处被补偿。为了显著提高转换效率，各个波的之字形的全内反射的两个连续反弹(R)之间的周期性距离严格小于所述相干长度。一个长度很短的材料上的高转换效率促成生产尤其是波长为10μm左右的大功率相干光源。

说明书

技术领域

本发明涉及来自于射入具有非线性光学特性的介质中的两个入射共线单色波的相互作用的一个单色波的参数产生。

本发明的应用领域之一是光谱的谱带III，即波长介于8μm与12μm之间，对于这个谱带，为数不多的可调谐相干源当前是由如量子级联激光器(lasers àcascade quantique)这样的半导体激光器构成的。

背景技术

然而，即使光学参数产生要求稀缺材料，它却提供了一个前景广阔的研究途径。

因此，电子工业的常用半导体，例如砷化镓GaAs、硒化锌ZnSe、或磷化铟InP，都是用于将光谱的谱带I(即波长介于1μm与3μm之间)的光辐射向谱带III进行参数转换的优良候选材料。事实上，前述半导体：

(i)属于光学材料中具有最大非线性特性的材料之一；

(ii)具有极宽的透明光谱区(因此，光谱可调谐性)，例如，对于ZnSe为从0.5μm至20μm；

(iii)得益于从微电子技术继承而来的非常成熟的技术；

(iv)可以容易地从世界市场上获得，并且不会受到任何禁运；以及

(v)具有很好的市场潜力。

然而，这些材料是各向同性的，这使得任何通过自然双折射进行相位匹配的方案成为不可能。这了弥补这一限制，J.A.Armstrong等人的文章“非线性电介质中的光波之间的相互作用”(《物理学评论》，127卷，6号，1918至1939页，1962年9月15日)(“Interactionsbetween Light Waves in a Nonlinear Dielectric”，Physical Revue，Vol.127，No.6，P.1918 à1939，15 Septembre 1962)提出一个实现有效转换的、被称为准相位匹配(QAP)的替代技术。QAP基于通过周期性地人工添加一个附加的相移来补偿由折射率色散引起的波传播相移。这种周期性的将波重新置于同相是在一个周期距离以后被施加的，这个周期距离界定了波穿过材料过程中的一些分段。这些分段各自将转换效率最大化，其长度等于奇数个相干波长。

根据R.等人的文章“对各向同性半导体中的三波混频的菲涅耳相位匹配”(《美国光学学会杂志》，21卷，8号，1522页至1534页，2004年8月)(″Fresnel phase matching for three-wave mixingin isotropic semiconductor″，Journal Optical Society of America，Vol.21，No.8，P.1522 à1534，2004)，QAP准相位匹配依赖于非线性介质中的全内反射：每个波在反射时经历的相移补偿由于在非线性光学材料中传播所引起的相移。相位匹配通过一种被称为“菲涅耳双折射”(″biréfringence de Fresnel″)的机制获得，因为每个波经历一个尤其依赖于其频率和其偏振的相移。两次从一片非线性光学材料的表面反弹之间的距离每次都严格选定为对于一个谐振QAP等于奇数个相干波长，或对于一个非谐振QAP近似于奇数个相干波长，以使转换在每个连续两次反弹之间的基本分段上最大化。于是，在输出端产生的波就是所有波的各个单独部分之间的相长干涉的结果。

一个QAP波长转换器的转换效率η与重新置于同相的次数N(因而，在全内反射QAP的情况下，反弹的次数)的平方成比例：η∝ N²，与所穿过的材料的厚度无关。然而QAP的转换效率仍然有限。在最好的情况下，对于给定长度的材料，它不可能超过完美相位匹配APP(例如通过自然双折射获得)所容许的效率的40％。

发明内容

本发明的目的是显著增加单位长度的转换效率。与被接受的思路相反，该目的不必通过将每个连续两个反弹之间的基本分段的转换效率最大化来得以实现。

为了实现该目的，一个方法用来由穿过非线性光学介质的共线的第一和第二单色波产生一个第三单色波，该介质在这三个波之间引发这样一个传播相移：如果这三个波在该介质中经过一个相干长度，该传播相移的值就为π，并且，每当这三个波在该介质中经过一个周期距离后，该传播相移在值0模2π处被补偿，该方法的特征在于：该周期距离严格小于该相干长度。

正如将在下文中看到的那样，相干长度是非线性光学介质中的这样一个距离：在该距离之内，三个波之间的相互作用是相长的，因而转换效率增加。根据本发明，这三个波之间的传播相移在值0模2π处被这三个波在一些平行的面上发生的全内反射补偿，这些平行的面处于非线性光学介质的边缘，并相距一个小于所述周期性距离的厚度。

因此，根据本发明的相位匹配是“部分的”，这是从如下意义而言的：连续两次反弹之间的周期性距离是相干长度的一部分，例如是相干波长的大约一半，从而容许增加各向同性或各向异性的非线性光学介质的单位长度转换效率，并使得该转换效率与通过完美相位匹配而理想地获得转换效率可比。该周期性距离的微小值有利于更好的转换效率。本发明容许对于一种给定的材料获得与完美相位匹配的可比的、总是高于对于常用准相位匹配的单位转换效率。典型地，该线性转换效率可以达到对于准相位匹配QAP的两倍。

根据本发明的部分相位匹配所引起的单位长度效率的增加对一个与生产大功率相干光源有关的重要关键做出了回应，这种大功率相干光源的生产依赖于材料的单位长度转换效率。事实上，从光学参数产生到明显更有效的光学参数振荡，需要在尽可能短的材料长度上获得高转换效率。对于在光谱的某些区域内，比如在波长为十来个微米的谱带III内产生波，通过常用准相位匹配QAP技术获得的效率通常仍然较低。根据本发明的部分相位匹配容许克服这个限制。

本发明还涉及一种应用本发明的方法的波产生设备。它包括这样一个非线性光学介质：两个共线的入射单色波射入该介质以便产生一个单色波，而该介质则在这三个波之间引发一个传播相移，该传播相移在这三个波在该介质中经过一个相干波长时具有π值，并且，每当这三个波在该介质中经过一个周期距离后，该传播相移在值0模2π处被补偿。该波产生设备的特征在于：所述周期距离严格小于所述相干长度。

象一片可能具有小于50μm厚度的半导体这样的非线性光学介质可能被两个平行的大表面限定，在这两个大表面之间，各个波沿着一个大于使这三个波在该非线性光学介质中全内反射的临界角的反射角发生反射，并且，这两个大表面相距一个等于所述周期距离与该反射角余弦的乘积的厚度。

附图说明

一阅读下文中对作为非限制性例子的、参照相应附图的、本发明的多个最佳实施方式的描述，本发明的其它特征及优点就将更加清晰地显现出来。在这些附图中：

-图1是一个用于根据本发明的波产生设备的波长转换器的纵向剖面示意图；

-图2、3、4示意性地显示了一个波注入装置和一个波引出装置，分别用于根据三种实施方式的波长转换器；

-图5是一个作为传播相移的函数的转换效率的曲线图，该曲线图针对一个相位失配和这样一个准相位匹配：周期性的将波重新置于同相的距离等于相干波长；

-图6是一个转换效率的曲线图，该转换效率作为非线性光学材料的长度的平方的函数，该曲线图针对周期性的重新置于同相的距离对于相干长度的各种比率；以及

-图7是一个用相对于完美相位匹配的百分比表示的转换效率的曲线图，该转换效率是周期性的重新置于同相的距离的函数，目的是显示根据本发明的部分相位匹配的单位长度效率的显著增加。

具体实施方式

根据图1显示的本发明的一个最佳实施方式，一个应用本单色波产生方法的波长转换器包括一个形如薄片P的光学或光电的、各向同性或各向异性的材料作为非线性光学介质。

正如已知的那样，两个波长为λ₁和λ₂的共线入射单色电磁波O₁和O₂穿过一个注入装置IN被注入波长转换器的输入端。然后波O₁和O₂之间通过在该转换器内的波长合成进行非线性相互作用，以便形成第三个波长为λ₃的单色电磁波O₃。最后波O₃从与输入端相对的转换器输出端穿过波引出装置EX被引出，并穿过过滤装置FI，从而被分离出来。第三个波O₃在这三个波穿过该非线性材料M的过程中与另外两个波O₁和O₂共线。与波长λ₁、λ₂、λ₃对应的频率F₁＝ω₁/2π＝k₁c/(2πn₁)，F₂＝ω₂/2π＝k₂c/(2πn₂)，F₃＝ω₃/2π＝k₃c/(2πn₃)验证了如下关系：

F₃＝F₁±F₂，即ω₃＝ω₁±ω₂

其中k₁＝2πn₁/λ₁，k₂＝2πn₂/λ₂，k₃＝2πn₃/λ₃是波数，n₁，n₂，n₃是材料M对于频率F₁、F₂、F₃的折射率，c是光在真空中的速度。

例如，O₁和O₂是由两个激光源发射出的近红外光束，其波长λ₁和λ₂介于1μm与3μm之间，而波O₃的波长λ₃则被包含在光谱的谱带III内，即波长λ₃介于8μm与12μm之间。非线性光学材料M例如是一个如砷化镓GaAs、硒化锌ZnSe、或双折射铁电材料这样的各向同性半导体。所述片具有大约几十个或几百个微米的恒定厚度t。所述片具有两个形成材料-空气屈光面(des dioptres matériau)或其它的电介质，只要它具有小于所述片的材料的折射率)的平行的大表面F，该屈光面具有优良的光学品质，用来从波注入装置IN向波引出装置EX、以“反弹再反弹”的之字形反射这样导入材料M中的波。在其内部发生波长转换的所述片P于是成为每个波O₁、O₂、O₃的多模式波导，这些波在所述大表面F上以一个高于各自在非线性光学材料M中全反射临界角的反射角α发生全反射。

作为变型，一个单色入射电磁波穿过波注入装置IN射入该波长转换器的输入端，目的是在该转换器中产生两个共线单色电磁波，这两个电磁波中的至少一个在该转换器的输出端被引出。

本发明不局限于前述的波长数值。电磁波O₁、O₂、O₃的波长λ₁、λ₂、λ₃可以不受影响地属于无论哪个光谱带，从紫外到红外，其中包括可见光区域。从理论上说，波长λ₁、λ₂、λ₃彼此不同。但是共线入射波O₁、O₂的波长λ₁、λ₂可以相等，而波长λ₃则可以大于或小于波长λ₁、λ₂中的至少一个。于是所述波长转换器可以增加波长，或减少波长。

在图1中，薄片P的斜面示意性地表示了波注入装置IN和波引出装置EX。然而在实践中，是按照如下三种实施方式之一注入或引出波的：

-根据H.KOMINE的文章“在砷化镓和硒化锌片中使用全反射相移的准相位匹配二次谐波产生”(《光学通信》，23卷，9号，第661页至663页，1998年5月1日)(“Quasi-phase-matchedsecond-harmonic generation by use of a total-internal-reflection phaseshift in gallium arsenide and zinc selenide plates”，Optics Letters，Vol.23，No.9，P.661 à663，1^er Mai 1998)，在所述片Pa的一个表面的端部，通过输入耦合棱镜INa注入波O₁、O₂，通过输出耦合棱镜EXa引出波O₃，如图2中所示；

-通过宏输入耦合网INb注入波O₁、O₂，通过宏输出耦合网EXb引出波O₃，如果3中所示；根据D.PASCAL的文章“将高斯光束优化地耦合到带有光栅耦合器的光学波导中：实验和理论结果的比较”(《应用通信》，36卷，12号，第2443页至2447页，1997年四月20日)(“Optimized coupling of a Gaussian beam into an opticalwaveguide with a grating coupler：comparison of experimental andtheoretical results”，Applied Letters，Vol.36，No.12，P.2443 à2447，20 Avril 1997)，这些耦合网产生于所述片Pb的一个表面的各端上的薄膜中的刻纹所形成的波纹状区域。

-采用与往光纤中注入光相似的方式，通过往所述片Pc的角形接收锥体INc中聚集来直接注入波O₁、O₂，而不预先将波O₁、O₂形成光束，并通过一个输出锥体EXc来引出波O₃，如图4中所示。

根据本发明的波产生设备并不局限于上述的在波长转换器的输入和输出端上的波注入装置IN和波引出装置EX对。根据另外两个例子，该波产生设备包括一个耦合棱镜和一个耦合网。或者是在输入端该耦合棱镜将两个入射波注入非线性光学介质M中而在输出端该耦合网把要产生的波从介质中引出；或者是在输入端该耦合网将两个入射波注入该介质中而在输出端该耦合棱镜把要产生的波从该介质中引出。

回到图1，由两个入射波O₁、O₂的相互作用产生的输出波O₃，的强度I₃对光学片P(在该片中，各个波沿着一个给定的总长度LP传播，该总长度对应于各个波的N次反弹R)的非线性材料M中的各个强度I₁、I₂的依赖关系可以写成如下形式，其中假定每个波在每次反弹R时都是没有损耗的全内反射，因而对于每个波O₁、O₂、O₃假定一个等于1的反射系数：

$>>>I>3>>=>>>>Z>0>sup>>\omega >3>2sup>>>>>2>c>>2>>>sup>>d>eff>2sup>>>>n>1>>>n>2>>>n>3>>>>>>(>ND>)>>2>>>>(>>>sin>>\Delta kD>2>>>>\Delta kD>2>>>)>>2>>>>(>>>sin>>(>>N\Delta \phi >2>>)>>>>N>sin>>(>>\Delta \phi >2>>)>>>>)>>2>>>I>1>>>I>2>>->->->>(>1>)>>>s>$

其中I₁、I₂、I₃分别表示波O₁、O₂、O₃的强度，

Z₀是真空的电阻(377Ohms)；

d_eff是材料M的2阶非线性电磁化率(susceptibilité)；

N是在片P内部的反弹R的次数，对给定长度LP＝ND；

D是连续两次反弹之间的距离；

Δk三个波之间的相位失配，即根据第一个例子，对于一个增加波长的转换器，假定k₁＞k₂≥k₃，因而F₁＞F₂≥F₃，那么Δk＝(k₁-k₂-k₃)，或者根据第二个例子，对于一个减小波长的转换器，假定k₃＞k₂≥k₁，因而F₃＞F₂≥F₁，那么Δk＝(k₃-(k₂+k₁))；以及

ΔΦ是连续两次反弹R之间各波所经历的总相移，等于ΔkD+Φ_F+επ，其中Φ_F是相互作用的三个波的微分菲涅耳(Fresnel)相移，即根据前面的第一个例子Φ_F＝₁-₂-₃，或根据前面的第二个例子Φ_F＝₃-₂-₁，其中₁、₂、₃是波O₁、O₂、O₃在反射时的相移，ε表示系数d_eff在全内反射时可能的符号反相，即如果符号改变则ε＝1，否则ε＝0。

为了保证对在作为多模式波导内的波O₁、O₂、O₃的导向，因而也是保证在波O₁、O₂、O₃的频率上模式同时存在，必须满足如下关系：

k_iD+₁≡0模π，

k₂D+₂≡0模π，

k₃D+₃≡0模π，

上面的前两个关系提示两个入射波O₁、O₂可以具有不同的物理特征，例如，具有交叉的偏振，这由微分菲涅耳(Fresnel)相移体现出来。

根据现有技术，谐振的条件，因而也就是被周期距离D分隔的连续两次反弹之间的相位匹配的条件要求两次反弹之间各波经历的总相移ΔΦ＝ΔkD+Φ_F+επ是2π的倍数，即ΔΦ≡0模2π。在这个条件下，根据关系(1)的输出波O₃的强度I₃变成：

$>>>I>3>>=>>>>Z>0>sup>>\omega >3>2sup>>>>>2>c>>2>>>sup>>d>eff>2sup>>>>n>1>>>n>2>>>n>3>>>>>>(>ND>)>>2>>>>(>>>sin>>\Delta kD>2>>>>\Delta kD>2>>>)>>2>>>I>1>>>I>2>>->->->>(>2>)>>>s>$

因此输出波O₃的强度I₃遵循反弹R的次数的二次方增加，即I₃∝N²，因为反弹次数很大，该强度就越发地更高。

从关系(2)中推导出本发明寻求最大化的单位长度转换效率η＝I₃/(I₁I₂)：

$>>\eta >=>>\eta >APP>>>>(>>>sin>>\Delta kD>2>>>>\Delta kD>2>>>)>>2>>->->->>(>3>)>>>s>$

其中

$>>>\eta >APP>>=>>>>Z>0>sup>>\omega >3>2sup>>>>>2>c>>2>>>sup>>d>eff>2sup>>>>n>1>>>n>2>>>n>3>>>>>>(>ND>)>>2>>>s>$

表示完美相位匹配APP的转换效率，例如通过双折射材料获得，而D是两次将波重新置于同相之间的距离。距离D在通过全内反射的准相位匹配情况下对应于两次反弹之间的距离，或者，根据Martin M.FEJER等人的文章“准相位匹配二次谐波产生：调谐与容差”(《IEEE量子电子学杂志》，28卷，11号，笫2631页至2654页，1992年11月)(“Quasi-Phase-Matched Second Harmonic Generation：Tuning andTolerances”，IEEE JOURNAL OF QUANTUM ELECTRONICS，Vol.28，No.11，P.2631 à2654，Novembre 1992)，对于象铌酸锂LiNbO₃这样的铁电材料通过周期性的域反相的QAP情况下，距离D对应于每个“域”的长度。

在常用的非线性光学和非双折射材料中，存在相位失配DP，而且转换效率η以传播相移周期ΔkLP＝Δk2C＝2π正弦变化，如图5中的虚线所示。C＝π/Δk是相干波长，该相干波长几乎对应于这样一个半周期：在该半周期中，三个波O₁、O₂、O₃之间的干涉是相长的，转换效率一直增加到一个拐点；几乎对应于这样一个半周期：在该半周期中，三个波O₁、O₂、O₃之间的干涉是相消的，转换效率从所述拐点一直减小到零。

准相位匹配QAP的情形是通过周期性地补偿该传播相移而获得的。以每两个半周期中的一个中，可以人工地产生域的反相，目的是在每一个拐点(ΔkD＝nπ，其中n是正整数)之后只保留三个波O₁、O₂、O₃之间的相长性的相互作用和转换效率η的增加，如图5中的实线所示。例如，根据现有技术，在第一和第二次反弹之间，即C＝π/Δk和C＝2π/Δk之间，然后在第三和第四次反弹之间，即C＝3π/Δk和C＝4π/Δk之间，依次类推，往铁电材料上施加一个高电压，以便人工增加一个相移π并保持转换效率的增加。因此，根据关系(3)，当传播相移的值为ΔkD/2＝π/2时，即对于相干波长D＝C时，获得了准相位匹配QAP的转换效率。

以等价的方式，由于每个波在图1中显示的片P的表面F上的全反射而引起的菲涅耳(Fresnel)相移Φ_F在每个拐点处加入一个附加的相移π，以便将传播相移重新置零，即π+π≡0模2π。因此，根据前述的R.等人的文章，菲涅耳(Fresnel)相移容许每当三个波O₁、O₂、O₃在材料中经过了等于相干长度D＝C或奇数个相干长度C、3C、5C，依次类推，之后，在值0模2π处补偿由于在非线性光学材料M中传播而引起的所述三个波之间的相移ΔkD/2＝Δk C/2＝π/2。

与试图用准相位匹配获得最大效率的方法不同的是，根据本发明，波O₁、O₂、O₃的连续两次反弹之间的周期性距离D严格小于相干长度C，以便根据关系(3)的、在由全反射或由域反相所确定的两次反弹之间的分段上的转换效率η不到达ΔkD/2＝ΔkC/2＝π/2处的拐点。换句话说，根据本发明的转换效率既不消除也不反转其前进(如根据现有技术情况下那样)，而一直保持随着传播相移增加。根据本发明的技术可以被称作“部分相位匹配”APF，因为距离D是相干长度C的一部分，即D＜C。就单位长度转换效率而言，本发明充分利用了每一分段。

因此，参照图5，本发明只有在如下条件下才可能实施：所选定的相移过程，例如菲涅耳(Fresnel)相移Φ_F，更早地弥补因而严格小于π、即D＜C＝π/Δk的传播相移ΔkD。

根据关系(3)，如图6所示，定义连续两次反弹R之间的基本分段的长度的周期性的重新置于同相的距离D越小，对于材料M的给定长度LP＝ND，总的转换效率越高。当距离D趋近于0时，就获得了完美相位匹配APP的理想状况：在整个穿过材料的过程中，入射波O₁、O₂与产生的波O₃保持同相，于是传播相移始终被补偿，从而转换效率被阻止在增加的最佳斜率上，也就是最初的斜率。然而，完美相位匹配要求使用难以获取的双折射材料。

根据图7，对于等于半个相干波长C的周期性重新置于同相的距离D，根据本发明的部分相位匹配APF的转换效率可以达到80％左右。因此，APF效率比根据准相位匹配QAP的对于等于相干长度的周期性距离(即，是根据本发明的周期性距离的两倍)的、大约40％的转换效率更高。

根据本发明的波长转换设备基于在片P的主要表面F之一上的每一次反弹时的全内反射。菲涅耳(Fresnel)相移Φ_F可以得到介于0至2π之间的所有值，并可以补偿三个波之间的任何传播相移ΔkD(其中D＜C)，以使这两个相移之和等于0模2π。

作为例子，由具有对应于基频F＝ω₁/2π＝ω₂/2π＝ω/2π的两个相同波长λ₁、λ₂(例如等于λ＝10.6μm)的共线入射单色电磁波O₁、O₂，本发明的设备产生二次谐波2F＝2ω/2π，作为具有波长λ₃＝5.3μm的第三单色电磁波O₃。对部分相位匹配APF的条件及波导的联合研究要求离散运行点，这由波长转换器的片P的几何特征体现出来。根据一个最佳例子，片P由如砷化镓GaAs这样的各向同性半导体构成。相干长度

C＝π/Δk＝π/(k₃-2k)＝1/(2n₃/λ₃-4n/λ)大约为一百微米左右，精确地，85.83μm，片P的最大厚度t大约为50微米左右，通常，t＝46μm。这个厚度例如是通过对片进行化学机械抛光而得到的。各个波O₁(ω)、O₂(ω)、O₃(2ω)的偏振配置为pps，即入射波O₁、O₂被平行于入射面地偏振化，而所产生的波O₃被垂直于入射面偏振化。这三个波O₁(ω)、O₂(ω)、O₃(2ω)的全内反射角α大约为17.9°，大于这三个波O₁(ω)、O₂(ω)、O₃(2ω)分别在砷化镓中发生全内反射的临界角。于是厚度t等于周期性距离D与反射角α的余弦的乘积，即一个约等于1/2的分数，D/C＝t/C(cosα)。

根据另外的偏振配置sss和sps，或pss，被产生的波O₃被垂直于入射面偏振化，而入射波O₁、O₂被垂直于入射面偏振化，或分别被垂直于及平行于入射面偏振化。根据还有的另外的偏振配置ssp、PPP和spp、或psp，被产生的波O₃被平行于入射面偏振化，而入射波O₁、O₂被垂直于或平行于入射面偏振化，或分别被垂直于及平行于入射面偏振化。

本发明不局限于上文中描述的实施方式，而且，非线性光学介质可以是密封在腔体中的非线性光学的流体、液体、气体，其一壁提供对第一和第二入射波O₁、O₂透明的波长转换器输入端，其另一壁提供对被产生的第三波O₃透明的波长转换器输出端。