La óptica no lineal ( NLO ) es la rama de la óptica que describe el comportamiento de la luz en medios no lineales , es decir, medios en los que la densidad de polarización P responde de forma no lineal al campo eléctrico E de la luz. La no linealidad se observa típicamente solo a intensidades de luz muy altas (valores de campos eléctricos atómicos, típicamente 10 8 V / m) como los que proporcionan los láseres . Por encima del límite de Schwinger , se espera que el vacío en sí se vuelva no lineal. En óptica no lineal, el principio de superposición ya no se cumple.[1] [2] [3]
Historia
El primer efecto óptico no lineal que se predijo fue la absorción de dos fotones , por Maria Goeppert Mayer para su doctorado en 1931, pero siguió siendo una curiosidad teórica inexplorada hasta 1961 y la observación casi simultánea de la absorción de dos fotones en Bell Labs [4] y el descubrimiento de la generación del segundo armónico por Peter Franken et al. en la Universidad de Michigan , ambos poco después de la construcción del primer láser por Theodore Maiman . [5] Sin embargo, se descubrieron algunos efectos no lineales antes del desarrollo del láser. [6] La base teórica de muchos procesos no lineales se describió por primera vez en la monografía de Bloembergen "Nonlinear Optics". [7]
Procesos ópticos no lineales
La óptica no lineal explica la respuesta no lineal de propiedades como frecuencia , polarización, fase o trayectoria de la luz incidente. [5] Estas interacciones no lineales dan lugar a una serie de fenómenos ópticos:
Procesos de mezcla de frecuencias
- Generación de segundo armónico (SHG), o duplicación de frecuencia , generación de luz con una frecuencia duplicada (la mitad de la longitud de onda), se destruyen dos fotones, creando un solo fotón al doble de la frecuencia.
- Generación de tercer armónico (THG), generación de luz con una frecuencia triplicada (un tercio de la longitud de onda), se destruyen tres fotones, creando un solo fotón a tres veces la frecuencia.
- Generación de altos armónicos (HHG), generación de luz con frecuencias mucho mayores que la original (típicamente de 100 a 1000 veces mayor).
- Generación de suma de frecuencia (SFG), generación de luz con una frecuencia que es la suma de otras dos frecuencias (SHG es un caso especial de esto).
- Generación de frecuencia de diferencia (DFG), generación de luz con una frecuencia que es la diferencia entre otras dos frecuencias.
- Amplificación paramétrica óptica (OPA), amplificación de una señal de entrada en presencia de una onda de bombeo de mayor frecuencia, al mismo tiempo que genera una onda inactiva (puede considerarse como DFG).
- Oscilación paramétrica óptica (OPO), generación de una señal y onda inactiva mediante un amplificador paramétrico en un resonador (sin entrada de señal).
- Generación óptica paramétrica (OPG), como oscilación paramétrica pero sin resonador, en su lugar utiliza una ganancia muy alta.
- Generación de medio armónico , el caso especial de OPO u OPG cuando la señal y el ralentí degeneran en una sola frecuencia,
- Conversión descendente paramétrica espontánea (SPDC), la amplificación de las fluctuaciones de vacío en el régimen de baja ganancia.
- Rectificación óptica (OR), generación de campos eléctricos cuasiestáticos.
- Interacción no lineal de luz-materia con electrones libres y plasmas . [8] [9] [10] [11]
Otros procesos no lineales
- Efecto Kerr óptico , índice de refracción dependiente de la intensidad (un efecto).
- Autoenfoque , un efecto debido al efecto óptico Kerr (y posiblemente no linealidades de orden superior) causado por la variación espacial en la intensidad que crea una variación espacial en el índice de refracción.
- Modelocking Kerr-lente (KLM), el uso de auto-centrado como un mecanismo para el modo de bloqueo de láser.
- Auto-modulación de fase (SPM), un efecto debido al efecto óptico Kerr (y posiblemente no linealidades de orden superior) causado por la variación temporal en la intensidad que crea una variación temporal en el índice de refracción.
- Solitones ópticos , una solución de equilibrio para un pulso óptico (solitón temporal) o un modo espacial (solitón espacial) que no cambia durante la propagación debido a un equilibrio entre la dispersión y el efecto Kerr (por ejemplo , modulación de fase automática para el enfoque temporal y automático). para solitones espaciales).
- Autodifracción, división de haces en un proceso de mezcla de ondas múltiples con transferencia de energía potencial. [12]
- Modulación de fase cruzada (XPM), donde una longitud de onda de luz puede afectar la fase de otra longitud de onda de luz a través del efecto óptico Kerr.
- La mezcla de cuatro ondas (FWM) también puede surgir de otras no linealidades.
- Generación de ondas de polarización cruzada (XPW), a Efecto en el que se genera una onda con vector de polarización perpendicular al de entrada.
- Inestabilidad modulacional . [13]
- Amplificación Raman [14]
- Conjugación de fase óptica .
- Dispersión de Brillouin estimulada , interacción de fotones con fonones acústicos
- Absorción multifotónica , absorción simultánea de dos o más fotones, transfiriendo la energía a un solo electrón.
- Fotoionización múltiple , eliminación casi simultánea de muchos electrones unidos por un fotón.
- Caos en los sistemas ópticos .
Procesos relacionados
En estos procesos, el medio tiene una respuesta lineal a la luz, pero las propiedades del medio se ven afectadas por otras causas:
- Efecto Pockels , el índice de refracción se ve afectado por un campo eléctrico estático; utilizado en moduladores electro-ópticos .
- Acusto-óptica , el índice de refracción se ve afectado por ondas acústicas (ultrasonido); utilizado en moduladores acústico-ópticos .
- Dispersión Raman , interacción de fotones con fonones ópticos .
Procesos paramétricos
Los efectos no lineales se dividen en dos categorías cualitativamente diferentes, efectos paramétricos y no paramétricos. Una no linealidad paramétrica es una interacción en la que el estado cuántico del material no lineal no cambia por la interacción con el campo óptico. Como consecuencia de esto, el proceso es "instantáneo". La energía y el impulso se conservan en el campo óptico, lo que hace que la adaptación de fases sea importante y dependa de la polarización. [15] [16]
Teoría
Los fenómenos ópticos paramétricos e "instantáneos" (es decir, el material debe ser sin pérdidas y sin dispersión a través de las relaciones de Kramers-Kronig ), en los que los campos ópticos no son demasiado grandes , pueden describirse mediante una expansión en serie de Taylor de la densidad de polarización dieléctrica ( dipolo eléctrico momento por unidad de volumen) P ( t ) en el tiempo t en términos del campo eléctrico E ( t ):
donde los coeficientes χ ( n ) son las susceptibilidades de n -ésimo orden del medio, y la presencia de tal término se denomina generalmente una no linealidad de n -ésimo orden. Tenga en cuenta que la densidad de polarización P ( t ) y el campo eléctrico E ( t ) se consideran escalares por simplicidad. En general, χ ( n ) es un tensor de ( n + 1) -ésimo rango que representa tanto la naturaleza dependiente de la polarización de la interacción paramétrica como las simetrías (o falta) del material no lineal.
Ecuación de onda en un material no lineal
Para el estudio de las ondas electromagnéticas es fundamental la ecuación de onda . Comenzando con las ecuaciones de Maxwell en un espacio isotrópico, que no contiene carga gratuita, se puede demostrar que
donde P NL es la parte no lineal de la polarización eléctrica , y n es el índice de refracción , que viene del término lineal en P .
Tenga en cuenta que normalmente se puede utilizar la identidad vectorial
y la ley de Gauss (suponiendo que no haya cargos gratuitos,),
para obtener la ecuación de onda más familiar
Para un medio no lineal, la ley de Gauss no implica que la identidad
es cierto en general, incluso para un medio isotrópico. Sin embargo, incluso cuando este término no es idénticamente 0, a menudo es insignificante y, por lo tanto, en la práctica generalmente se ignora, lo que nos da la ecuación de onda no lineal estándar:
No linealidades como proceso de mezcla de ondas
La ecuación de onda no lineal es una ecuación diferencial no homogénea. La solución general proviene del estudio de ecuaciones diferenciales ordinarias y se puede obtener mediante el uso de una función de Green . Físicamente, se obtienen las soluciones de ondas electromagnéticas normales para la parte homogénea de la ecuación de ondas:
y el término no homogéneo
actúa como un conductor / fuente de las ondas electromagnéticas. Una de las consecuencias de esto es una interacción no lineal que da como resultado que la energía se mezcle o se acople entre diferentes frecuencias, lo que a menudo se denomina "mezcla de ondas".
En general, una no linealidad de n -ésimo orden conducirá a una mezcla de ondas ( n + 1). Como ejemplo, si consideramos solo una no linealidad de segundo orden (mezcla de tres ondas), entonces la polarización P toma la forma
Si asumimos que E ( t ) está formado por dos componentes en las frecuencias ω 1 y ω 2 , podemos escribir E ( t ) como
y usando la fórmula de Euler para convertir a exponenciales,
donde "cc" significa conjugado complejo . Conectando esto a la expresión de P da
que tiene componentes de frecuencia en 2 ω 1 , 2 ω 2 , ω 1 + ω 2 , ω 1 - ω 2 y 0. Estos procesos de mezcla de tres ondas corresponden a los efectos no lineales conocidos como generación de segundo armónico , generación de frecuencia de suma , generación de frecuencia diferencial y rectificación óptica, respectivamente.
Nota: La generación y amplificación paramétrica es una variación de la generación de frecuencia diferencial, donde la frecuencia más baja de uno de los dos campos generadores es mucho más débil (amplificación paramétrica) o está completamente ausente (generación paramétrica). En el último caso, la incertidumbre fundamental de la mecánica cuántica en el campo eléctrico inicia el proceso.
Emparejamiento de fase
Lo anterior ignora la dependencia de la posición de los campos eléctricos. En una situación típica, los campos eléctricos son ondas viajeras descritas por
en la posición , con el vector de onda , dónde es la velocidad de la luz en el vacío, y es el índice de refracción del medio a frecuencia angular . Por tanto, la polarización de segundo orden a frecuencia angular es
En cada puesto dentro del medio no lineal, la polarización oscilante de segundo orden irradia a una frecuencia angular y un vector de onda correspondiente . Interferencia constructiva, y por lo tanto una alta intensidad campo, ocurrirá solo si
La ecuación anterior se conoce como condición de coincidencia de fase . Normalmente, la mezcla de tres ondas se realiza en un material cristalino birrefringente, donde el índice de refracción depende de la polarización y la dirección de la luz que lo atraviesa. Las polarizaciones de los campos y la orientación del cristal se eligen de modo que se cumpla la condición de adaptación de fase. Esta técnica de ajuste de fase se llama ajuste de ángulo. Normalmente, un cristal tiene tres ejes, uno o dos de los cuales tienen un índice de refracción diferente al de los otros. Los cristales uniaxiales, por ejemplo, tienen un único eje preferido, llamado eje extraordinario (e), mientras que los otros dos son ejes ordinarios (o) (ver óptica de cristal ). Hay varios esquemas para elegir las polarizaciones para este tipo de cristal. Si la señal y el inactivo tienen la misma polarización, se denomina "adaptación de fase de tipo I", y si sus polarizaciones son perpendiculares, se denomina "adaptación de fase de tipo II". Sin embargo, existen otras convenciones que especifican además qué frecuencia tiene qué polarización en relación con el eje del cristal. Estos tipos se enumeran a continuación, con la convención de que la longitud de onda de la señal es más corta que la longitud de onda inactiva.
Polarizaciones | Esquema | ||
---|---|---|---|
Bomba | Señal | Ocioso | |
mi | o | o | Tipo i |
mi | o | mi | Tipo II (o IIA) |
mi | mi | o | Tipo III (o IIB) |
mi | mi | mi | Tipo IV |
o | o | o | Tipo V (o tipo 0, [18] o "cero") |
o | o | mi | Tipo VI (o IIB o IIIA) |
o | mi | o | Tipo VII (o IIA o IIIB) |
o | mi | mi | Tipo VIII (o I) |
Los cristales no lineales más comunes son uniaxiales negativos, lo que significa que el eje e tiene un índice de refracción menor que el eje o . En esos cristales, el emparejamiento de fases de tipo I y II suele ser los esquemas más adecuados. En cristales uniaxiales positivos, los tipos VII y VIII son más adecuados. Los tipos II y III son esencialmente equivalentes, excepto que los nombres de señal e inactivo se intercambian cuando la señal tiene una longitud de onda más larga que la inactiva. Por esta razón, a veces se les llama IIA y IIB. Los números de tipo V-VIII son menos comunes que I y II y variantes.
Un efecto indeseable de la sintonización de ángulos es que las frecuencias ópticas involucradas no se propagan colinealmente entre sí. Esto se debe al hecho de que la onda extraordinaria que se propaga a través de un cristal birrefringente posee un vector de Poynting que no es paralelo al vector de propagación. Esto conduciría a la salida del haz, lo que limita la eficiencia de conversión óptica no lineal. Otros dos métodos de emparejamiento de fase evitan la salida del haz al forzar a que todas las frecuencias se propaguen a 90 ° con respecto al eje óptico del cristal. Estos métodos se denominan ajuste de temperatura y emparejamiento cuasifásico .
El ajuste de temperatura se utiliza cuando la polarización de la frecuencia de la bomba (láser) es ortogonal a la señal y la polarización de la frecuencia de inactividad. La birrefringencia en algunos cristales, en particular el niobato de litio , depende en gran medida de la temperatura. La temperatura del cristal se controla para lograr condiciones de coincidencia de fases.
El otro método es el emparejamiento cuasifásico. En este método, las frecuencias involucradas no están constantemente bloqueadas en fase entre sí, sino que el eje del cristal se invierte a un intervalo regular Λ, típicamente de 15 micrómetros de longitud. Por lo tanto, estos cristales se denominan polos periódicamente . Esto da como resultado que la respuesta de polarización del cristal vuelva a ponerse en fase con el haz de la bomba al invertir la susceptibilidad no lineal. Esto permite un flujo de energía positiva neta desde la bomba hacia la señal y las frecuencias de inactividad. En este caso, el cristal en sí proporciona el vector de onda adicional k = 2π / Λ (y por lo tanto el momento) para satisfacer la condición de coincidencia de fase. El emparejamiento cuasifásico se puede expandir a rejillas chirriantes para obtener más ancho de banda y dar forma a un pulso SHG como se hace en un deslumbrador . SHG de una bomba y modulación de fase propia (emulada por procesos de segundo orden) de la señal y un amplificador paramétrico óptico pueden integrarse monolíticamente.
Mezcla de frecuencia de orden superior
Lo anterior es válido para Procesos. Puede ampliarse para procesos dondees distinto de cero, algo que generalmente es cierto en cualquier medio sin restricciones de simetría; en particular, la mezcla de frecuencia de suma o diferencia mejorada resonantemente en gases se usa frecuentemente para la generación de luz ultravioleta extrema o de "vacío" . [19] En escenarios comunes, como la mezcla de gases diluidos, la no linealidad es débil y, por lo tanto, los haces de luz se enfocan, lo que, a diferencia de la aproximación de onda plana utilizada anteriormente, introduce un cambio de fase pi en cada haz de luz, lo que complica la fase. requisitos de coincidencia. [19] Convenientemente, la mezcla de frecuencia diferencial concancela este cambio de fase focal y, a menudo, tiene una condición de coincidencia de fase general que se cancela casi automáticamente, lo que simplifica relativamente la sintonización de longitud de onda amplia en comparación con la generación de frecuencia de suma. [19] En las cuatro frecuencias se mezclan simultáneamente, a diferencia de la mezcla secuencial a través de dos Procesos.
El efecto Kerr se puede describir como un también. A altas potencias pico, el efecto Kerr puede causar filamentación de la luz en el aire, en la que la luz viaja sin dispersión o divergencia en una guía de ondas autogenerada. [20] Incluso a intensidades altas, la serie de Taylor , que lideró el dominio de los órdenes inferiores, ya no converge y en su lugar se utiliza un modelo basado en el tiempo. Cuando un átomo de gas noble es golpeado por un pulso de láser intenso, que tiene una fuerza de campo eléctrico comparable al campo de Coulomb del átomo, el electrón más externo puede ser ionizado del átomo. Una vez liberado, el electrón puede ser acelerado por el campo eléctrico de la luz, primero alejándose del ion y luego hacia él a medida que el campo cambia de dirección. El electrón puede entonces recombinarse con el ion, liberando su energía en forma de fotón. La luz se emite en cada pico del campo de luz láser que es lo suficientemente intenso, produciendo una serie de destellos de luz de attosegundos . Las energías de fotones generadas por este proceso pueden extenderse más allá del orden armónico 800 hasta unos pocos K eV . A esto se le llama generación de armónicos de orden superior . El láser debe estar polarizado linealmente, de modo que el electrón regrese a la vecindad del ion original. Se ha observado generación de armónicos de alto orden en chorros de gases nobles, celdas y guías de ondas capilares llenas de gas.
Usos de ejemplo
Duplicación de frecuencia
Uno de los procesos de mezcla de frecuencia más utilizados es la duplicación de frecuencia o generación de segundo armónico. Con esta técnica, la salida de 1064 nm de los láseres Nd: YAG o la salida de 800 nm de los láseres Ti: zafiro se pueden convertir en luz visible, con longitudes de onda de 532 nm (verde) o 400 nm (violeta) respectivamente.
Prácticamente, la duplicación de frecuencia se lleva a cabo colocando un medio no lineal en un rayo láser. Si bien existen muchos tipos de medios no lineales, los medios más comunes son los cristales. Los cristales de uso común son BBO ( β-borato de bario ), KDP ( dihidrogenofosfato de potasio ), KTP ( titanilfosfato de potasio ) y niobato de litio . Estos cristales tienen las propiedades necesarias de ser fuertemente birrefringentes (necesarios para obtener la coincidencia de fase, ver más abajo), tener una simetría de cristal específica, ser transparentes tanto para la luz láser que incide como para la longitud de onda de frecuencia duplicada, y tener altos umbrales de daño, lo que hace Resistentes a la luz láser de alta intensidad.
Conjugación de fase óptica
Es posible, utilizando procesos ópticos no lineales, invertir exactamente la dirección de propagación y la variación de fase de un haz de luz. El haz invertido se llama haz conjugado y, por lo tanto, la técnica se conoce como conjugación de fase óptica [21] [22] (también llamada inversión de tiempo , inversión de frente de onda y es significativamente diferente de la retrorreflexión ).
Un dispositivo que produce el efecto de conjugación de fase se conoce como espejo conjugado de fase (PCM).
Principios
Se puede interpretar la conjugación de fase óptica como análoga a un proceso holográfico en tiempo real . [23] En este caso, los haces interactuantes interactúan simultáneamente en un material óptico no lineal para formar un holograma dinámico (dos de los tres haces de entrada), o patrón de difracción en tiempo real, en el material. El tercer haz incidente se difracta en este holograma dinámico y, en el proceso, lee la onda conjugada de fase. En efecto, los tres haces incidentes interactúan (esencialmente) simultáneamente para formar varios hologramas en tiempo real, lo que da como resultado un conjunto de ondas de salida difractadas que aumentan de fase como el haz "en tiempo invertido". En el lenguaje de la óptica no lineal, los haces que interactúan dan como resultado una polarización no lineal dentro del material, que irradia coherentemente para formar la onda conjugada de fase.
La inversión del frente de onda significa una inversión perfecta del momento lineal y el momento angular de los fotones. La inversión del momento angular significa la inversión tanto del estado de polarización como del momento angular orbital. [24] La inversión del momento angular orbital del vórtice óptico se debe a la combinación perfecta de los perfiles de fase helicoidal de los haces incidente y reflejado. La conjugación de fase óptica se implementa mediante dispersión de Brillouin estimulada, [25] mezcla de cuatro ondas, mezcla de tres ondas, hologramas lineales estáticos y algunas otras herramientas.
La forma más común de producir la conjugación de fase óptica es utilizar una técnica de mezcla de cuatro ondas, aunque también es posible utilizar procesos como la dispersión de Brillouin estimulada.
Técnica de mezcla de cuatro ondas
Para la técnica de mezcla de cuatro ondas, podemos describir cuatro haces ( j = 1, 2, 3, 4) con campos eléctricos:
donde E j son las amplitudes del campo eléctrico. Ξ 1 y Ξ 2 se conocen como las dos ondas de bombeo, siendo Ξ 3 la onda de señal y Ξ 4 la onda conjugada generada.
Si las ondas de bombeo y la onda de señal se superponen en un medio con un χ (3) distinto de cero , esto produce un campo de polarización no lineal:
resultando en la generación de ondas con frecuencias dadas por ω = ± ω 1 ± ω 2 ± ω 3 además de ondas de tercera generación armónica con ω = 3ω 1 , 3ω 2 , 3ω 3 .
Como se indicó anteriormente, la condición de coincidencia de fase determina cuál de estas ondas es la dominante. Al elegir condiciones tales que ω = ω 1 + ω 2 - ω 3 y k = k 1 + k 2 - k 3 , esto da un campo de polarización:
Este es el campo generador para el haz de fase conjugada, Ξ 4 . Su dirección está dada por k 4 = k 1 + k 2 - k 3 , por lo que si los dos haces de bombeo se propagan en contra ( k 1 = - k 2 ), entonces los haces conjugado y de señal se propagan en direcciones opuestas ( k 4 = - k 3 ). Esto da como resultado la propiedad retrorreflectante del efecto.
Además, se puede demostrar que para un medio con índice de refracción n y una longitud de interacción del haz l , la amplitud del campo eléctrico del haz conjugado se aproxima por
donde c es la velocidad de la luz. Si los haces de la bomba E 1 y E 2 son ondas planas (en contrapropagación), entonces
es decir, la amplitud del haz generado es el complejo conjugado de la amplitud del haz de la señal. Dado que la parte imaginaria de la amplitud contiene la fase del haz, esto da como resultado la inversión de la propiedad de fase del efecto.
Tenga en cuenta que la constante de proporcionalidad entre la señal y los haces conjugados puede ser mayor que 1. Esto es efectivamente un espejo con un coeficiente de reflexión mayor al 100%, produciendo una reflexión amplificada. El poder para esto proviene de las dos vigas de la bomba, que se agotan con el proceso.
La frecuencia de la onda conjugada puede ser diferente a la de la onda de señal. Si las ondas de bombeo son de frecuencia ω 1 = ω 2 = ω, y la onda de señal tiene una frecuencia más alta que that 3 = ω + Δω, entonces la onda conjugada es de frecuencia ω 4 = ω - Δω. Esto se conoce como cambio de frecuencia .
Momentos angulares y lineales en la conjugación de fase óptica
Cuadro clasico
En la electrodinámica clásica de Maxwell, un espejo de conjugación de fase realiza la inversión del vector de Poynting :
("en" significa campo incidente, "fuera" significa campo reflejado) donde
que es una densidad de momento lineal del campo electromagnético. [24] De la misma manera, una onda de fase conjugada tiene un vector de densidad de momento angular opuestocon respecto al campo del incidente: [25]
Las identidades anteriores son válidas localmente , es decir, en cada punto del espacio. en un momento dado para un espejo de conjugación de fases ideal .
Imagen cuántica
En electrodinámica cuántica, el fotón con energía también posee impulso lineal y momento angular, cuya proyección sobre el eje de propagación es , dónde es la carga topológica del fotón, o número de bobinado,es el eje de propagación. La proyección del momento angular en el eje de propagación tiene valores discretos .
En electrodinámica cuántica, la interpretación de la conjugación de fases es mucho más simple en comparación con la electrodinámica clásica . El fotón reflejado desde el espejo de conjugación de fase (afuera) tiene direcciones opuestas de momentos lineales y angulares con respecto al fotón incidente (adentro):
Formación de patrones ópticos no lineales
Los campos ópticos transmitidos a través de medios Kerr no lineales también pueden mostrar la formación de patrones debido al medio no lineal que amplifica el ruido espacial y temporal. El efecto se conoce como inestabilidad de modulación óptica . [13] Esto se ha observado tanto en redes fotorrefractivas [27] fotónicas, [28] como en sistemas fotorreactivos. [29] [30] [31] [32] En el último caso, la no linealidad óptica se obtiene mediante aumentos en el índice de refracción inducidos por la reacción. [33] Ejemplos de formación de patrones son los solitones espaciales y las redes de vórtices en el marco de la ecuación de Schrödinger no lineal . [34] [35]
Óptica molecular no lineal
Los primeros estudios de la óptica y los materiales no lineales se centraron en los sólidos inorgánicos. Con el desarrollo de la óptica no lineal, se investigaron las propiedades ópticas moleculares, formando ópticas moleculares no lineales. [36] Los enfoques tradicionales utilizados en el pasado para mejorar las no linealidades incluyen extender los sistemas π de cromóforos, ajustar la alternancia de la longitud del enlace, inducir la transferencia de carga intramolecular, extender la conjugación en 2D y diseñar distribuciones de carga multipolares. Recientemente, se propusieron muchas direcciones novedosas para mejorar la no linealidad y la manipulación de la luz, incluidos cromóforos retorcidos, que combinan una rica densidad de estados con alternancia de enlaces, cascada microscópica de no linealidad de segundo orden, etc. Debido a las ventajas destacadas, la óptica molecular no lineal se ha utilizado ampliamente en el campo de la biofotónica, incluida la bioimagen, [37] fototerapia, [38] biosensores, [39] etc.
Materiales comunes de SHG
Ordenado por longitud de onda de la bomba:
- 800 nm: BBO
- 806 nm: yodato de litio (LiIO 3 )
- 860 nm: niobato de potasio (KNbO 3 )
- 980 nm: KNbO 3
- 1064 nm: fosfato monopotásico (KH 2 PO 4 , KDP), triborato de litio (LBO) y borato de bario β (BBO)
- 1300 nm: seleniuro de galio (GaSe)
- 1319 nm: KNbO 3 , BBO, KDP, titanilfosfato de potasio (KTP), niobato de litio (LiNbO 3 ), LiIO 3 y dihidrogenofosfato de amonio (ADP)
- 1550 nm: titanilfosfato de potasio (KTP), niobato de litio (LiNbO 3 )
Ver también
- Modelo Born-Infeld
- Propagación de filamentos
- Categoría: Materiales ópticos no lineales
Otras lecturas
- Enciclopedia de física y tecnología láser , con contenido sobre óptica no lineal, por Rüdiger Paschotta
- Una explicación intuitiva de la conjugación de fases
- SNLO - Software de diseño de óptica no lineal
- Presentación plenaria de Robert Boyd: Óptica cuántica no lineal: La óptica no lineal se encuentra con el mundo cuántico Sala de prensa de SPIE
- Boyd, RW [2020], Óptica no lineal, 4ª ed. edn, Academic, Londres. ISBN 9780128110034
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