Oscilador paramètric òptic
Un oscilador paramètric òptic (OPO) és un oscilador paramètric que oscila a freqüències òptiques. Convertix una ona làser d'entrada (cridada "bomba") en freqüència en dos ones d'eixida de menor freqüència () per mig d'interacció òptica no llineal de segon orde. La suma de les freqüències de les ones d'eixida és igual a la freqüència de l'ona d'entrada: .[1] Per raons històriques, les dos ones d'eixida es denominen "senyal" i "ociosa", a on l'ona d'eixida en major freqüència és la "senyal". Un cas especial és el OPO degenerado, quan la freqüència d'eixida és la mitat de la freqüència de la bomba,, lo que pot donar lloc a la generació de mig harmònics quan la senyal i el ocioso tenen la mateixa polarisació.
El primer oscilador paramètric òptic va ser demostrat per Joseph A. Giordmaine i Robert C. Miller en 1965,[2] cinc anys despuix de l'invenció del làser, en els Laboratoris Bell. Els osciladors paramètrics òptics s'utilisen com a fonts de llum coherent para diversos fins científics, i per a generar llum comprimida per a l'investigació de la mecànica quàntica. En 1965 també es va publicar un informe soviètic.[3]
Descripció general
[editar | editar còdic]El OPO consistix essencialment en un ressonador òptic i un cristal òptic no llineal. El ressonador òptic servix per a fer resonar a lo manco una de les ones de senyal i de senyal paràsita. En el cristal òptic no llineal, les ones de bombeig, senyal i ociosa es solapan. L'interacció entre estes tres ones dona lloc a un guany d'amplitut de les ones de senyal i de repòs (amplificament paramètric) i a la corresponent desamplificación de l'ona de bombeig. El guany permet que la(s) ona(s) resonante(s) (de senyal, de repòs o abdós) oscile(n) en el ressonador, compensant la(s) pèrdua(s) que experimenta(n) la(s) ona(s) resonante(s) en cada viage d'anada i regrés. Esta pèrdua inclou la pèrdua deguda al desacoplament per un dels espills del ressonador, que proporciona l'ona d'eixida desijada. Ya que la pèrdua (relativa) és independent de la potència de la bomba, pero el guany depén de la potència de la bomba, a baixa potència de la bomba no hi ha guany suficient per a soportar l'oscilació. L'oscilació només es produïx quan la potència de la bomba supera un llindar. Per damunt del llindar, el guany depén també de l'amplitut de l'ona resonante. Aixina, en funcionament estacionario, l'amplitut de l'ona resonante ve determinada per la condició de que este guany siga igual a la pèrdua (constant). L'amplitut circulant aumenta en aumentar la potència de la bomba, i lo mateixa ocorre en la potència d'eixida.
L'eficiència de conversió fotònica, és dir, el número de fotons d'eixida per unitat de temps en la senyal d'eixida o en l'ona de repòs en relació en el número de fotons de bombeig que incidixen per unitat de temps en el OPO, pot ser alta, de l'orde de decenes per cent. La potència de bombeig llindar típica oscila entre decenes de milivatios i varis vats, depenent de les pèrdues del ressonador, les freqüències de la llum que interactua, l'intensitat en el material no llineal i el seu no linealidad. Pot alcançar-se una potència d'eixida de varis vats. Existixen OPO d'ona contínua i pulsada. Estos últims són més fàcils de construir, ya que l'alta intensitat dura només una chicoteta fracció de segon, lo que danya menys el material òptic no llineal i els espills que una alta intensitat contínua.
En l'oscilador paramètric òptic, les ones ociosa i de senyal inicials es prenen de les ones de fondo, que sempre estan presents. Si l'ona ociosa es genera des de l'exterior junt en el fes de bombeig, el procés es denomina generació de freqüències diferencials (DFG). Es tracta d'un procés més eficaç que l'oscilació paramètrica òptica i, en principi, pot realisar-se sense llindar.
Per a canviar les freqüències de les ones d'eixida, es pot canviar la freqüència de la bomba o les propietats d'adaptació de fase del cristal òptic no llineal. Açò últim es conseguix canviant el seu temperatura, la seua orientació o el seu periodo d'adaptació (vore més alvance). Per a l'ajust fi també es pot canviar la llongitut del camí òptic del ressonador. Ademés, el ressonador pot contindre elements per a suprimir els bots de modo de l'ona resonante. Açò sol requerir el control actiu d'algun element del sistema OPO.
Si el cristal òptic no llineal no pot ajustar-se en fase, pot amprar-se el cuasi-ajust de fase (QPM). Açò es conseguix modificant periòdicament les propietats òptiques no llineals del cristal, principalment per mig de la polarisació periòdica. En un ranc adequat de periodos, es poden generar llongituts d'ona d'eixida de 700 nm a 5000 nm en niobato de liti periòdicament polado (PPLN). Les fonts de bombeig habituals són els làsers de neodimi a 1064 nm o 532 nm.
Una característica important de el OPO és la coherència i l'esgambi espectral de la radiació generada. Quan la potència de la bomba està molt per damunt del llindar, les dos ones d'eixida són, en una molt bona aproximació, estats coherents (ones similars a les del làser). L'ample de llínea de l'ona resonada és molt estret (tan baix com varis kHz). L'ona generada no resonada també presenta un ample de llínea estret si s'ampra una ona de bombeig d'ample de llínea estret. Els OPO en ample de llínea estret s'utilisen molt en espectroscòpia.[4]
Propietats quàntiques dels fas de llum generats
[editar | editar còdic]
El OPO és el sistema físic més utilisat per a generar estats coherents comprimits i estats entrellaçats de llum en el règim de variables contínues. Moltes demostracions de protocols d'informació quàntica per a variables contínues es varen realisar utilisant OPVos.[5][6]
El procés de conversió descendent ocorre realment en el règim de fotó únic: cada fotó de bombeig que s'aniquila dins de la cavitat dona lloc a un parell de fotons en els modos intracavitarios de senyal i ocioso. Açò conduïx a una correlació quàntica entre les intensitat dels camps de senyal i ocioso, de modo que es produïx un estrangulamiento en la substracció de intensitat,[7] lo que va motivar el nom de "fas bessons" per als camps convertits cap a avall. El major nivell de squeezing alcançat fins a la data és de 12,7 dB.[8]
Resulta que les fases dels fas bessons també estan correlacionadas cuánticament, lo que dona lloc al entrelazamiento, predit teòricament en 1988.[9] Per baix del llindar, l'entrelazamiento es va medir per primera volta en 1992,[10] i en 2005 per damunt del llindar.[11]
Per damunt del llindar, l'agotament del fes de la bomba ho fa sensible als fenomens quàntics que ocorren en l'interior del cristal. La primera medició de la compressió en el camp de la bomba despuix de l'interacció paramètrica es va realisar en 1997.[12] Recentment s'ha predit que els tres camps (bomba, senyal i ocioso) deuen estar entrellaçats,[13] predicció que va ser demostrada experimentalment pel mateix grup.[14]
No només l'intensitat i la fase dels fas bessons compartixen correlació quàntiques, sino també els seus modos espacials.[15] Esta característica podria utilisar-se per a millorar la relació senyal/soroll en els sistemes d'image i, per tant, superar el llímit quàntic estàndar (o el llímit de soroll de dispar) per a l'obtenció d'imàgens.[16]
Vore també
[editar | editar còdic]Referències
[editar | editar còdic]- ↑ Physical Chemistry Chemical Physics.18(6)
- 4266–4294.ISSN 1463-9084.doi:10.1039/C5CP07052J.Consultat el 2023-09-04.
- ↑ Phys. Rev. Lett. APS..
- 973.doi:10.1103/PhysRevLett.14.973.
- ↑
- 191-193.
- ↑ Tunable Laser Applications (3rd ed.). Boca Raton: CRC Press.
- 17–142.
- ↑ Phys. Rev. Lett..doi:10.1103/PhysRevLett.90.167903.
- ↑ Phys. Rev. Lett..doi:10.1103/PhysRevLett.94.220502.
- ↑ Phys. Rev. Lett..
- 2555–2557.doi:10.1103/PhysRevLett.59.2555.
- ↑ Phys. Rev. Lett..doi:10.1103/PhysRevLett.104.251102.
- ↑ Phys. Rev. Lett. 60.
- 2731–2733.doi:10.1103/PhysRevLett.60.2731.
- ↑ Phys. Rev. Lett. 68.
- 3663–3666.doi:10.1103/PhysRevLett.68.3663.
- ↑ Phys. Rev. Lett. 95.doi:10.1103/PhysRevLett.95.243603.
- ↑ Europhysics Letters (EPL)..
- 25–30.ISSN 0295-5075.doi:10.1209/epl/i1997-00418-8.
- ↑ Phys. Rev. Lett..doi:10.1103/PhysRevLett.97.140504.
- ↑ Science.326(5954)
- 823–826.ISSN 0036-8075.doi:10.1126/science.1178683.Consultat el 2023-09-04.
- ↑ Phys. Rev. A. 67.doi:10.1103/PhysRevA.67.023808.
- ↑ Phys. Rev. Lett. 88.doi:10.1103/PhysRevLett.88.203601.
- Este artícul conté una traducció derivada de «Oscilador paramétrico óptico» de Wikipedia en castellà publicada baix la Llicència de documentació lliure de GNU i la Llicència Creative Commons Reconeiximent-CompartirIgual 4.0 Internacional.