eng
Выпуск #1/2019
Е. П. Кожина
Использование перестраиваемых источников излучения на основе оптических параметрических генераторов в молекулярной физике и квантовой нанофотонике
Использование перестраиваемых источников излучения на основе оптических параметрических генераторов в молекулярной физике и квантовой нанофотонике
Просмотры: 3062
Представлен краткий обзор перспектив применения оптических параметрических генераторов (Optical Parametric Oscillators – OPO) в спектроскопии одиночных квантовых излучателей, флуоресцентной наноскопии, регистрации спектров комбинационного рассеяния света одиночных молекул, разработок новых типов источников одиночных фотонов (по материалам статьи Я. Сперлинга и К. Хенса, HЬBNER PHOTONICS).
DOI: 10.22184/1993-7296.FRos.2019.13.1.40.41
DOI: 10.22184/1993-7296.FRos.2019.13.1.40.41
Теги: nanophotonics optical parametric oscillators нанофотоника оптические параметрические генераторы
Многочисленные экспериментальные задачи современной науки и техники требуют использования управляемых источников непрерывного узкополосного излучения, с возможностью плавной перестройки длины волны в видимой и ближней ИК-области спектра. Для генерации такого излучения в настоящее время наиболее часто используются оптические параметрические генераторы.
Оптические параметрические генераторы (англ. Optical Parametric Oscillators – OPO) [1] обеспечивают излучение, близкое к лазерному, но процесс его генерации имеет два главных отличия от лазерной генерации. Первое отличие заключается в том, что принцип работы OPO основан на процессе параметрического взаимодействия световых волн в нелинейном оптическом материале, а не на вынужденном излучении в конкретной усиливающей среде. Второе – состоит в том, что OPO требует использования когерентного источника излучения в качестве накачки, в отличие от лазеров, которые могут накачиваться либо некогерентными источниками света, либо другими источниками.
Процесс работы OPO (рис. 1а) основан на генерации двух световых волн с частотами ωs и ωi в нелинейном кристалле, облучаемом мощной световой волной накачки с частотой ωp. Если исходное излучение является монохроматическим, то ωp = ωs + ωi, что выражает закон сохранения энергии взаимодействующих фотонов. Из условий фазового синхронизма также следует соотношение k(ωp) = k(ωs) + k(ωi) + Δk.
OPO не ограничены определенной длиной волны, продиктованной энергетическими уровнями и переходами в усиливающей среде, а отличаются генерацией настраиваемого лазерного излучения на произвольных диапазонах длин волн, в чем и заключается их огромный потенциал. В зависимости от требуемой мощности в качестве непрерывной лазерной накачки могут быть использованы либо твердотельные лазеры с диодной накачкой (для малой мощности), либо оптоволоконные лазеры (для более высокой мощности).
Поскольку длина волны сгенерированного излучения больше длины волны накачки, OPO-устройства, работающие в видимом диапазоне, требуют либо использования УФ-источников в качестве исходной накачки, либо дополнительных ступеней преобразования частоты. Во втором типе OPO реализована каскадная последовательность нелинейных оптических процессов в двух резонаторах: OPO и блоке генерации второй гармоники (англ. Second Harmonic Generation – SHG).
В то время как одна из сгенерированных волн циркулирует внутри резонатора OPO, вторая извлекается для преобразования длины волны в видимую другим нелинейным процессом, которое происходит во втором отдельном SHG-резонаторе путем удвоения частоты излучения. Генерация сигнальной / опорной волны на определенной частоте осуществляется путем прецизионной подстройки нелинейного кристалла с периодической структурой. При этом эффективная длина резонатора активно стабилизируется для выбранной длины волны. В качестве нелинейной среды используют кристаллы ниобата лития (LiNbO3), кристаллическая структура которого обеспечивает необходимую периодичность.
В типичном коммерчески доступном OPO (рис. 1б) накачка осуществляется на длине волны λ = 532 нм, в первом каскаде генерируется сигнальная и холостая волны в диапазоне длин волн от 900 до 1 300 нм, во втором каскаде SHG происходит удвоение частоты холостой волны, что позволяет осуществлять непрерывную перестройку длины волны в диапазоне от 450 до 650 нм с выходной мощностью до нескольких сотен милливатт и типичной шириной линии <500 кГц. Долговременная стабильность таких источников может достигать ±1 МГц на протяжении 10 часов.
Одним из наиболее актуальных приложений OPO в решении экспериментальных задач современной фотоники стало детектирование спектров возбуждения флуоресценции одиночных молекул (англ. Single Molecule – SM) и в общем случае одиночных квантовых излучателей различной природы. Высокий научно-технологический потенциал таких исследований состоит в высокой чувствительности спектров SM к параметрам окружающей среды. Пример регистрации спектров возбуждения флуоресценции SM дибензоантатрена, внедренных в кристаллический нафталин при криогенных температурах (рис. 2), описан в работе [2], выполненной в Институте физики света Макса Планка (Германия). В таких условиях ширина бесфононной линии SM может иметь значения в диапазоне 10–50 МГц. Для регистрации спектра перестройка возбуждающего лазерного излучения осуществлялась с использованием OPO в диапазоне 4 ГГц с центром диапазона сканирования на длине волны λ = 618 нм. Возможность же непрерывного сканирования частоты узкополосного излучения в широком диапазоне длин волн открывает беспрецедентные перспективы для развития методов диагностики материалов с использованием техники флуоресцентной наноскопии с детектированием множества одиночных примесных зондовых молекул [3].
Лазерные системы на основе OPO позволили также осуществить спектроскопическую характеризацию вакансионных центров окраски в алмазе в широком диапазоне длин волн (от 460 до 650 нм) при достаточно высоких интенсивностях возбуждения и комнатной температуре [4]. Подобные центры окраски представляют значительный интерес в разработке новых подходов к созданию однофотонных источников света, в решении задач наносенсорной техники.
Наконец, OPO могут быть использованы для регистрации спектров комбинационного рассеяния света (КРС) перспективных материалов современной фотоники. В таких экспериментах также требуется прецизионная подстройка частоты возбуждающего узкополосного излучения. Например, в работе [5] OPO был использован для регистрации спектров КРС одностенных углеродных нанотрубок.
Таким образом, уникальные возможности перестройки частоты излучения в широком диапазоне, которые обеспечивают устройства на основе OPO, делают их конкурентной альтернативой традиционным (в т. ч. перестраиваемым) лазерам. Значительная часть приложений относится к самым актуальным задачам современной молекулярной физики и квантовой нанофотоники. Дальнейшие перспективы применения OPO относятся к таким направлениям, как спектроскопия одиночных квантовых излучателей, флуоресцентная наноскопия, КРС одиночных молекул, разработка новых типов источников одиночных фотонов.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Ebrahim-Zadeh M, Dunn M. H. Optical Parametric Oscillators. In: Nonlinear & Quantum Optics Handbook of Optics, 2nd ed., chap. 22, 2001.
2. Utikal T. et al. Single molecule spectroscopy using C-WAVE. Photoniks Russia, 2017; 5(11); 54–55, DOI: 10.22184/1993–7296.2017.65.5.52.55.
3. Naumov A. V. et al. Laser selective spectromicroscopy of myriad single molecules: Tool for far-field multicolour materials nanodiagnostics. The European Physical Journal D, 2014; 68; 11, art.348. DOI: 10.1140/epjd/e2014–50414-x.
4. Haussler S. et al. Photoluminescence excitation spectroscopy of SiV- and GeV- color center in diamond. New J Phys, 2017; 19:1–9, DOI: 10.1088/1367–2630/aa73e5/meta.
5. Thomsen C., Reich S. Raman scattering in carbon nanotubes. Top Appl Phys, 2007;108:115-232.
Е. П. Кожина, студент, Факультет физики и информационных технологий МПГУ, liza.kozhina.99@mail.ru; по материалам статьи J. Sperling, K. Hens, Optical parametric oscillators offer a competitive alternative to conventional lasers for molecular physics and quantum nanophotonics, EuroPhotonics, autumn, 2018, p.22–27
Оптические параметрические генераторы (англ. Optical Parametric Oscillators – OPO) [1] обеспечивают излучение, близкое к лазерному, но процесс его генерации имеет два главных отличия от лазерной генерации. Первое отличие заключается в том, что принцип работы OPO основан на процессе параметрического взаимодействия световых волн в нелинейном оптическом материале, а не на вынужденном излучении в конкретной усиливающей среде. Второе – состоит в том, что OPO требует использования когерентного источника излучения в качестве накачки, в отличие от лазеров, которые могут накачиваться либо некогерентными источниками света, либо другими источниками.
Процесс работы OPO (рис. 1а) основан на генерации двух световых волн с частотами ωs и ωi в нелинейном кристалле, облучаемом мощной световой волной накачки с частотой ωp. Если исходное излучение является монохроматическим, то ωp = ωs + ωi, что выражает закон сохранения энергии взаимодействующих фотонов. Из условий фазового синхронизма также следует соотношение k(ωp) = k(ωs) + k(ωi) + Δk.
OPO не ограничены определенной длиной волны, продиктованной энергетическими уровнями и переходами в усиливающей среде, а отличаются генерацией настраиваемого лазерного излучения на произвольных диапазонах длин волн, в чем и заключается их огромный потенциал. В зависимости от требуемой мощности в качестве непрерывной лазерной накачки могут быть использованы либо твердотельные лазеры с диодной накачкой (для малой мощности), либо оптоволоконные лазеры (для более высокой мощности).
Поскольку длина волны сгенерированного излучения больше длины волны накачки, OPO-устройства, работающие в видимом диапазоне, требуют либо использования УФ-источников в качестве исходной накачки, либо дополнительных ступеней преобразования частоты. Во втором типе OPO реализована каскадная последовательность нелинейных оптических процессов в двух резонаторах: OPO и блоке генерации второй гармоники (англ. Second Harmonic Generation – SHG).
В то время как одна из сгенерированных волн циркулирует внутри резонатора OPO, вторая извлекается для преобразования длины волны в видимую другим нелинейным процессом, которое происходит во втором отдельном SHG-резонаторе путем удвоения частоты излучения. Генерация сигнальной / опорной волны на определенной частоте осуществляется путем прецизионной подстройки нелинейного кристалла с периодической структурой. При этом эффективная длина резонатора активно стабилизируется для выбранной длины волны. В качестве нелинейной среды используют кристаллы ниобата лития (LiNbO3), кристаллическая структура которого обеспечивает необходимую периодичность.
В типичном коммерчески доступном OPO (рис. 1б) накачка осуществляется на длине волны λ = 532 нм, в первом каскаде генерируется сигнальная и холостая волны в диапазоне длин волн от 900 до 1 300 нм, во втором каскаде SHG происходит удвоение частоты холостой волны, что позволяет осуществлять непрерывную перестройку длины волны в диапазоне от 450 до 650 нм с выходной мощностью до нескольких сотен милливатт и типичной шириной линии <500 кГц. Долговременная стабильность таких источников может достигать ±1 МГц на протяжении 10 часов.
Одним из наиболее актуальных приложений OPO в решении экспериментальных задач современной фотоники стало детектирование спектров возбуждения флуоресценции одиночных молекул (англ. Single Molecule – SM) и в общем случае одиночных квантовых излучателей различной природы. Высокий научно-технологический потенциал таких исследований состоит в высокой чувствительности спектров SM к параметрам окружающей среды. Пример регистрации спектров возбуждения флуоресценции SM дибензоантатрена, внедренных в кристаллический нафталин при криогенных температурах (рис. 2), описан в работе [2], выполненной в Институте физики света Макса Планка (Германия). В таких условиях ширина бесфононной линии SM может иметь значения в диапазоне 10–50 МГц. Для регистрации спектра перестройка возбуждающего лазерного излучения осуществлялась с использованием OPO в диапазоне 4 ГГц с центром диапазона сканирования на длине волны λ = 618 нм. Возможность же непрерывного сканирования частоты узкополосного излучения в широком диапазоне длин волн открывает беспрецедентные перспективы для развития методов диагностики материалов с использованием техники флуоресцентной наноскопии с детектированием множества одиночных примесных зондовых молекул [3].
Лазерные системы на основе OPO позволили также осуществить спектроскопическую характеризацию вакансионных центров окраски в алмазе в широком диапазоне длин волн (от 460 до 650 нм) при достаточно высоких интенсивностях возбуждения и комнатной температуре [4]. Подобные центры окраски представляют значительный интерес в разработке новых подходов к созданию однофотонных источников света, в решении задач наносенсорной техники.
Наконец, OPO могут быть использованы для регистрации спектров комбинационного рассеяния света (КРС) перспективных материалов современной фотоники. В таких экспериментах также требуется прецизионная подстройка частоты возбуждающего узкополосного излучения. Например, в работе [5] OPO был использован для регистрации спектров КРС одностенных углеродных нанотрубок.
Таким образом, уникальные возможности перестройки частоты излучения в широком диапазоне, которые обеспечивают устройства на основе OPO, делают их конкурентной альтернативой традиционным (в т. ч. перестраиваемым) лазерам. Значительная часть приложений относится к самым актуальным задачам современной молекулярной физики и квантовой нанофотоники. Дальнейшие перспективы применения OPO относятся к таким направлениям, как спектроскопия одиночных квантовых излучателей, флуоресцентная наноскопия, КРС одиночных молекул, разработка новых типов источников одиночных фотонов.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Ebrahim-Zadeh M, Dunn M. H. Optical Parametric Oscillators. In: Nonlinear & Quantum Optics Handbook of Optics, 2nd ed., chap. 22, 2001.
2. Utikal T. et al. Single molecule spectroscopy using C-WAVE. Photoniks Russia, 2017; 5(11); 54–55, DOI: 10.22184/1993–7296.2017.65.5.52.55.
3. Naumov A. V. et al. Laser selective spectromicroscopy of myriad single molecules: Tool for far-field multicolour materials nanodiagnostics. The European Physical Journal D, 2014; 68; 11, art.348. DOI: 10.1140/epjd/e2014–50414-x.
4. Haussler S. et al. Photoluminescence excitation spectroscopy of SiV- and GeV- color center in diamond. New J Phys, 2017; 19:1–9, DOI: 10.1088/1367–2630/aa73e5/meta.
5. Thomsen C., Reich S. Raman scattering in carbon nanotubes. Top Appl Phys, 2007;108:115-232.
Е. П. Кожина, студент, Факультет физики и информационных технологий МПГУ, liza.kozhina.99@mail.ru; по материалам статьи J. Sperling, K. Hens, Optical parametric oscillators offer a competitive alternative to conventional lasers for molecular physics and quantum nanophotonics, EuroPhotonics, autumn, 2018, p.22–27
Отзывы читателей
