CN101978316A - 用于光变换的晶体 - Google Patents

Abstract

一种用于波长变换的高效宽带晶体，所述晶体是准相位匹配的非线性晶体，其具有非周期性极化的结构，每个周期被调谐，并且其中所述调谐沿着所述晶体的长度从其中所述调谐是强负失配的第一端绝热地变化到其中所述调谐是强正失配的第二端，或者反过来。所述晶体能够在一定频率范围上提供高效波长变换。

Description

用于光变换的晶体

技术领域

本发明在其一些实施例中涉及在光变换中使用的光频率变换器，并且更特别地，但不是专门涉及高效宽带光变换。

背景技术

可调谐频率光辐射的产生通常依赖于晶体中的非线性频率变换。在该过程中，两个频率或两种颜色的光被引入到非线性晶体中，导致具有它们的和或差频率的第三种颜色的产生。也被称为上变频或下变频的这些过程通常对输入频率非常敏感，如此需要角度、温度或其它调谐机制以便支持高效的频率变换。当试图高效地变换宽带频率光信号时，这一难点特别重要，因为难以同时使宽频范围的相位匹配。

目前，大多数高效频率变换设备依赖于单个非线性晶体，其被温度或角度调谐以增强效率。典型地，这仅导致被高效变换的窄的光谱带。其中非线性晶体被周期性修改的准相位匹配(QPM)导致改进的效率，但是仍在窄的预定频带中。已示出分段的周期性结构[1]或非周期性的准相位匹配[2]改进了带宽响应，但是代价是大大降低的效率。

Fejer及其同事已将非周期性QPM结构用于由超短脉冲产生的二次谐波产生(SHG)信号的啁啾(chirp)调谐。他们表明通过使用这样的结构，不仅增强了SHG信号，而且还可以控制过程中的暂时啁啾增益[3]。最近Baudrier-Raybaut及其同事所使用的结构是完全杂乱的材料(随机准相位匹配)，其导致极端松散的频率选择性并且引起宽范围频率内的转换(inversion)，不过同样它具有非常低的效率[4]。因此，虽然实现了宽带频率变换，但是具有非常低的效率。迄今就我们所知道的，已证明宽带频率变换是低效率的，并且高效的变换器是窄带的。目前，不知道宽带和高效变换的结合。

另外的背景技术包括：

[1]K.Mizuuchi，K.Yamamoto，M.Kato，和H.Sato的Broadening of the Phase-Matching Bandwidth in Quasi-Phased-Matched Second Harmonic Generation，IEEE Journal of Quantum Electronics 30(7)，15961604(1994).

[2]M.M.Fejer，G.A.Magel，D.H.Jundt，和R.L.Byer的Quasi-Phase-Matched Second Harmonic Generation：Tuning and Tolerances，IEEE Journal of Quantum Electronics 28(11)，2631-2654(1992)；M.L.Bortz，M.Fujimura，和M.M.Fejer的Increased acceptance bandwidth for quasi-phasematched second harmonic generation in LiNbO3waveguides，Electronics Letters 30(1)，34-35(1994).

[3]M.A.Arbore，A.Galvanauskas，D.Harter，M.H.Chou，和M.M.Fejer的Engineerable compression of ultrashort pulses by use of second-harmonic generation in chirped-period-poled lithium niobate，Optics Letters 22(17)，13411343(1997).

[4]M.Baudrier-Raybaut，R.Haidar，Ph.Kupecek，Ph.Lemasson，和E.Rosencher的Random quasi phase matching in bulk polycrystalline isotropic nonlinear materials，Nature 432(7015)，374-376(2004).

[5]R.W.Boyd，Nonlinear Optics(Academic Press，2005)第79-83页.

[6]A.Messiah，Quantum Mechanics Vol.II(Wiley，1963)第739-759页.

发明内容

本实施例意图提供高效宽带频率变换。使用强的泵浦激光强度，并且晶体具有绝热结构，如将在下面解释的那样。

一种提供绝热结构的方式是通过沿着晶体逐渐改变调谐特性来修改QPM晶体结构。如将要示出的那样，结果是宽频率范围上的高效频率变换。除了QPM之外，还包括实现沿着晶体的相位失配(mismatch)参数的绝热改变的任何其他技术。

根据本发明的一个方面，提供一种用于波长变换的晶体，所述晶体在第一端和第二端之间具有纵向维度，并且具有包括多个调谐周期的周期性极化结构(pole structure)，其中相应周期的调谐沿着所述纵向维度从所述第一端到所述第二端绝热地变化。

该晶体可以包括准相位匹配晶体。

该晶体可以被配置成与处于足以使得非耗竭泵浦近似(undepleted pump approximation)适用的强度下的激光泵浦光束一起使用。

在一个实施例中，所述调谐是对用于所述第一端处的变换的输入光频率的强负失配，并且是对所述第二端处的所述频率的强正失配。

在一个实施例中，所述调谐是对所述第一端处的输入光频率的强正失配并且是对所述第二端处的所述频率的强负失配。

在一个实施例中，所述绝热变化是沿着所述维度连续递增的。

在一个实施例中，每个周期具有所感兴趣的光波长的数量级内的周期长度。

晶体可以具有沿着所述纵向维度的所述波长的幅度的基本上七个数量级的长度。

晶体可以是利用第一调谐向入射光提供例如周期的组群(group)，之后是接连(succeeding)组群，其中与相应的在前组群相比，每一个接连组群在所述调谐中具有边际变化(marginal change)。可替换地，每个周期可以稍微与其前任偏移。典型地，选择的可替换方案取决于制造容限并且有可能制造的最小可能增量。

在一个实施例中，所述调谐根据相应周期的长度而提供。

根据本发明的第二方面，提供一种用于高效带宽波长变换的装置，其包括：

准相位匹配的非线性晶体，其具有在所述晶体的长度上绝热调谐的周期；

相干光源输入端，其用于以频率范围内的输入频率接收光源光；

泵浦激光器输入端，其用于以预定泵浦频率接收激光；以及

输出端，其用于以输出频率输出光，所述输出频率是所述输入频率和所述泵浦频率的函数。

在一个实施例中，所述函数包括和函数。

在一个实施例中，所述函数包括差函数。

在一个实施例中，所述泵浦激光器输入端以基本上高得足以证明非耗竭泵浦近似有效(justify)的强度提供激光。

泵浦激光器可以在相对窄频率范围上提供光。

根据本发明的第三方面，提供一种制造用于波长变换的晶体的方法，包括：

利用反向偏振区的层的行进(progression)来生长所述晶体；

在行进期间逐渐改变所述层的厚度，以便形成准匹配非线性晶体。

除非另有定义，本文所使用的所有技术和/或科学术语都具有本发明所属的领域的普通技术人员通常所理解的相同含义。尽管类似或等同于本文所述的那些的方法和材料可以用于实行或测试本发明的实施例，但是在下文中描述示例性方法和/或材料。在冲突的情况下，则遵照专利说明书(包括定义)。此外，材料、方法和示例仅是说明性的并且不意图成为必要的限制。

附图说明

在本文中，参考附图仅以示例的方式描述本发明的一些实施例。现在将详细参考附图，要强调的是为了本发明实施例的说明性讨论，以示例的方式示出特定细节。就这一点来说，利用附图的描述使得本领域技术人员认识到可以如何实行本发明的实施例。

图1是示出被设计成用于频率位移的传统和频产生(SFG)过程的晶体的简化示意图；

图2是示出根据本发明的第一优选实施例的具有绝热结构的晶体的简化示意图；

图3是示意性地示出被设计成引起沿着晶体中的传播方向接近于零的有效相位匹配的周期性极化晶体的简化图；

图4A是用于和频产生过程的非周期性极化晶体的示意图；

图4B是用于差频产生过程的非周期性极化晶体的示意图；

图5是示出对于周期性和非周期性极化晶体的情况、沿着晶体的长度的相位差的简化图；

图6A和图6B分别是两个晶体长度的简化图，示出对于周期性和绝热非周期性的情况在一定输入频率范围上的频率变换过程的效率；

图7A和图7B分别是两个晶体长度的简化图，示出对于周期性和绝热非周期性的情况在一定输入角度范围上的频率变换过程的效率；

图8A和图8B分别是两个晶体长度的简化图，示出对于周期性和绝热非周期性的情况在一定泵浦强度范围上的频率变换过程的效率；

图9是示出在相同绝热非周期性晶体上使用两个不同泵浦频率的简化图；

图10A-C是图示根据本发明的从信号到闲散(idler)(SFG或上变换)的全能量转移的情况的简化示意图，其中图10A示出晶体，图10B示出映射到布洛赫球面上的动态特性，并且图10C示出动态特性到z轴上的映射以得到变换效率；

图11A-C是示出在绝热情况中从信号到闲散的全能量转移的简化示意图，其中图11A示出相位失配参数的连续绝热变化，图11B示出布洛赫球面上的投影，并且图11C示出z轴上的投影；

图12是图示作为输入波长的函数的变换效率的曲线图，其中所示出的结果是仿真和实验结果二者；

图13A、B和C是对于信号到闲散或上变换、分别针对三个不同激光强度440、80和4MW/cm²的轨迹(trajectory)的示意布洛赫球面，图13D是图示三个相应的轨迹到z轴上的投影以得到变换效率的曲线图，并且图13e图示了可以使用相位失配参数的连续绝热变换来实现这一结果的晶体，在这种情况下沿着传播方向缓慢改变极化周期性；

图14A是根据本发明优选实施例的包括具有缓慢改变的极化周期性的晶体的绝热和频变换装置的简化框图；

图14B是示出在使用图14A的装置增加泵浦强度时变换光束的生长和输入光束的减少之间的关系的曲线图；

图15A示出使用图14A的装置时作为输入波长和晶体长度的函数的变换效率；

图15B示出对于17mm和20mm晶体长度的光谱响应的实验结果；

图16A示出使用60MW/cm²的泵浦强度的绝热周期性极化KTP晶体设计时作为晶体温度的函数的变换效率，其中温度和输入波长被绘制在两个轴上并且颜色被用来编码变换效率；

图16B是对于图16a中的实验设置的变换效率，但是这次是针对恒定波长，并且示出实验和仿真之间的一致性；

图17A图示根据本发明实施例的温度可调谐性的实验结果，其中当温度在50℃和110℃之间移位时变换效率峰值被明显移位；以及

图17B图示通过改变泵浦波长的可调谐性，在这种情况下看到针对1047nm、1064nm和1159nm的效率曲线明显偏移。

具体实施方式

本发明在其一些实施例中涉及在光变换中使用的晶体，并且更特别地，但不是专门涉及高效宽带光变换。

经由使用强泵浦强度和绝热晶体结构来实现高效带宽效率变换。

准相位匹配是用于实现绝热改变的高效晶体结构，因为该结构具有可以被修改成在从高度负失配到高度正失配的一系列相位失配上变化以便升高或降低频率的周期。将晶体结构从高度正失配修改成高度负失配可以实现所期望的上变换/下变换。

如所提到的那样，本实施例通过沿着晶体逐渐改变调谐特性来修改QPM晶体结构。如将示出的那样，结果是宽频率范围上的高效频率变换。

本实施例通过沿着晶体逐渐改变调谐特性来修改QPM晶体结构。如将示出的那样，结果是宽频率范围上的高效频率变换。

在下文中，提供一种实现效率和宽带二者的技术。将要描述的设备可以基于下文所述的定相匹配值的绝热改变方法来获得高效超宽带波长变换。该设备工作于这样的区(regime)中，在所述区中：强窄带泵浦连同要被变换的较弱脉冲一起被引入到晶体中。可以使用被称为非耗竭泵浦近似的近似来处理上述操作。遵照下文所提供的设计条件的该绝热结构可以导致超宽的、高效的以及鲁棒的频率变换。该结构可以在根本不影响泵浦的情况下实现从探测信号到闲散分量或从闲散分量到探测信号的完全或高效布居(population)转移。通过准相位匹配非线性晶体来实现这种执行频率变换的方式，其中沿着所述准相位匹配非线性晶体的长度来将其周期从强负相位失配绝热地调谐到强正相位失配。相位失配还可以从强正相位失配变化到强负相位失配。这两种结构都适合于升高和或降低频率。这样的设备具有经由上变换或经由下变换高效转移较弱脉冲的能力，只要其整个带宽满足绝热性条件，并且泵浦是强并且窄的。该设备的一种可能实现方式可以是绝热啁啾的周期性极化结构，其也被称为CPPLN。以这种方式，对于跨越超过可见光-NIR区域中的倍频程(octave)的带宽来说，变换过程可以达到90％的效率(闲散/信号功率)。照此，该设备可以用于宽带信号以及超短脉冲的高效频率变换。

与当前技术相比，设备实施例的另一个优点是对晶体温度、泵浦强度和对准偏差(例如输入光束的入射角)相对不敏感。

因为对泵浦频率相对不敏感，所以有可能有目的地改变泵浦频率以便实现不同的变换，如将在下文中更详细解释的那样。具体来说，下文中关于图17a和图17b的实验数据示出如何在调谐中使用泵浦频率和温度。

在详细解释本发明的至少一个实施例之前，应该理解本发明没必要将其应用限于在下面的描述中所阐述的和/或在附图和/或示例中所说明的部件和/或方法的构造和布置的细节。本发明能够具有其它实施例或者能够以各种方式来实行或实施。

利用非耗竭泵浦近似的SFG

现在参考图1，其示出被设计用于传统和频产生(SFG)过程的晶体10。将两个频率的光引入到非线性晶体10中，导致具有它们和频的第三颜色的产生。该图图示以非耗竭泵浦近似的和频产生。非耗竭泵浦近似是其中一个输入场远强于其它输入场的情况。ω₂的振幅(粗体箭头)远大于ω₁、ω₃的振幅。输出光束是ω₁、ω₂和SFG信号ω₃。在该过程中，ω₃中的弱输入光束(虚线)也可以被考虑。

该较强的频率被称为泵浦频率并且在下面我们将泵浦选为ω₂。振幅沿着晶体内的传播方向保持恒定，即：

A₂(z＝0)＞＞A₁(z＝0)          (1)

$A_2\left(z\right)\≅A_2(z=0)---\left(2\right)$

通过定义下面的量[5]：

$K_1=\frac{4\mathrm{\πi}{\mathrm{\ω}}_1^2{\mathrm{\χ}}^{\left(2\right)}}{k_1{c}^2}{A}_2^{*}$

$K_3=\frac{4\mathrm{\πi}{\mathrm{\ω}}_3^2{\mathrm{\χ}}^{\left(2\right)}}{k_3{c}^2}{A}_2$

$\mathrm{\κ}=\frac{i}{2}\sqrt{K_1{K}_3}$

其中ω₁和ω₃分别是信号和闲散的频率，k₁和k₃是它们相关联的波数，c是真空中的光速，A₂是泵浦的振幅，并且χ⁽²⁾是晶体的二阶极化率。

使用归一化的振幅

和

将导致下面的耦合等式：

$\frac{d{\tilde{A}}_1}{\mathrm{dz}}=\mathrm{i\κ}{\tilde{A}}_3{e}^{-\mathrm{i\Δkz}}$ (3)

$\frac{d{\tilde{A}}_3}{\mathrm{dz}}=\mathrm{i\κ}{\tilde{A}}_1{e}^{+\mathrm{i\Δkz}}$ (4)

其中Δk是相位失配值，并且z是在晶体中沿着光轴的位置。在完全相位匹配的情况下，可以在由κ·z＝π确定的长度处实现完全能量转移，而在沿着晶体的恒定相位失配的情况下，该过程通常将效率不高。

绝热转换

实现两个输入频率的上变换中的完全能量转移通常不鲁棒。更确切地讲，这样的上变换需要同时满足若干重要的因素：完全相位匹配、特定泵浦强度以及特定晶体长度。与这些预定参数的偏差导致效率的快速降低。效率的降低主要归因于对输入频率和泵浦强度中的参数的依赖。

在下面，为了实现从A₁(z)到A₃(z)的完全能量转移(也就是说沿着传播方向从信号和闲散的振幅)，从NMR和原子-光子相互作用领域的研究中借用一种机制。

现在参考图2，其图示了根据本发明的第一实施例的在利用非耗竭泵浦近似的SFG过程中的绝热转换方案。与对沿着晶体的完全相位匹配的传统需求形成对照的是，在这里提供相位失配的连续绝热变化。晶体20具有长度维度Z并且沿着晶体Z维度的调谐状况从非常负变化到非常正。也就是说，晶体20是准相位匹配非线性晶体，其具有纵向维度并且具有包括多个调谐周期的周期性极化结构。相应周期的调谐沿着晶体的纵向维度绝热地(意味着逐渐地)变化。可以通过下面的等式7来确定什么构成绝热。此外，需要使用强的(也就是高强度的)泵浦。所需的强度等级由等式1-7限定，并且是非耗竭泵浦近似适用的等级。

在本文中，术语“绝热的”或“绝热地”采用其在量子物理中的含义，并且指的是晶体利用光束来建立量子力学系统的能力，其中晶体结构向光束呈现出逐渐改变的状况，从而允许该系统改变其功能形式。也就是说，绝热改变包括足够逐渐的改变以保持光学系统的本征状态。这与现有技术相反，其中现有技术的晶体提供快速变化的状况，其中没有时间使(量子力学系统的)状态的功能形式适应，这样该系统保持处于其原始状态。也就是说，本发明人已发现状况的逐渐改变允许量子动态保持稳定并且对改变的状况作出响应。相比之下，忽略快速改变。

相位失配Δk(z)可以从大的负值(类似于红失谐场与二能级系统相互作用的方式)绝热改变到大的正值(类似于蓝失谐场)或者反过来。

现在更详细地考虑绝热过程的概念。对于被认为是绝热的波处理，满足下面的条件：

|Δk|＞＞κ                                       (5)

Δk(z＝0)＜＜0，Δk(z＝z_end)＞＞0(或反之亦然)     (6)

$\left|\frac{\mathrm{d\&Delta;k}}{\mathrm{dz}}\right|<<\frac{{({\mathrm{\&Delta;k}}^2+{\mathrm{\&kappa;}}^2)}^{3/2}}{\mathrm{\&kappa;}}---\left(7\right)$

前面的两个条件处理相位失配参数的幅度值，其中与耦合系数的值相比，所述相位失配参数的幅度值可能非常大，并且它必须以大的相位失配负(或正)值开始相互作用，并且以大的正(或负)值结束。第三个条件是最关键的一个，它处理传播期间相位失配改变的速率。为了满足该条件，与非线性过程的内部传播长度相比，该结构可以绝热(非常缓慢地)改变。另一个观察是相同的设备可以用于上变换和下变换(DFG)过程二者，其中在下变换情况下，可以发生从A₃(z)到A₁(z)的完全能量转移。在下面讨论的图4(b)中从视觉上展示这一构思。

使用QPM来实施绝热结构

准相位匹配是非线性光学中的一种技术，其允许能量从泵浦频率转移到信号和闲散频率。它提供了优于其他相位匹配技术的若干优点，例如所涉及的所有光频率彼此共线并且所有光频率可以具有相同偏振的事实，这允许对晶体的最大非线性系数d₃₃的访问。

最普遍使用的用于创建准相位匹配晶体的技术是周期性极化。许多相位敏感非线性过程，特别地参数过程(例如倍频、和频以及差频产生、参数放大和四波混合)需要相位匹配是高效的。相位匹配意味着沿着传播方向保持(用于最佳非线性频率变换的)相互作用的波之间的适当相位关系。该技术不仅实现沿着传播轴接近于零的相位失配，而且实现了几乎任何所期望的相位失配参数的函数。所需要的是首先计算该过程的定相匹配，在SFG情况下是：

Δk_proc(z)＝k₁(z)+k₂(z)-k₃(z)           (8)

然后，其次设计适当的Δk_Δ(z)以实现有效的定相失配函数，

Δk_eff(z)＝Δk_proc(z)+Δk_Λ(z)          (9)

通过准相位匹配技术来实现的相位失配的值如下所示：

${\mathrm{\&Delta;k}}_{\mathrm{\&Lambda;}}\left(z\right)=\frac{2\mathrm{\&pi;}}{\mathrm{\&Lambda;}\left(z\right)}---\left(10\right)$

现在参考图3，其示意性地示出被设计成引起沿着晶体中的传播方向接近于零的有效相位匹配的周期性极化晶体；即Δk_eff＝Δk_eff-2π/Λ(z)＝0。Λ的值被选择成满足针对特定ω₁和ω₂的相位匹配的条件；不同的频率可能导致效率的降低。

现在参考图5，其展示周期性极化函数的两个示例。导致周期性极化结构的常数函数50被设计成实现沿着所有传播长度的完全相位匹配。相反，线性函数52引起沿着传播长度的相位失配的变化。也就是说，在图5中，展示沿着传播轴的有效相位失配。引起周期性极化结构的常数函数50被设计成实现沿着所有传播长度的完全相位匹配，而线性函数52引起沿着传播长度的相位失配的变化。应该注意，对于相位失配的相反变化将出现相同的效果。

图4A和4B示出具有减小的Λ的非周期性极化晶体(LiNbO₃或KTP)。该晶体具有逐渐改变的调谐，可以对其使用术语“啁啾”。该啁啾型晶体可以用来执行在(a)中示出的高效宽带SFG(也就是和)或者在(b)中示出的高效宽带DFG(也就是产生差值并且以较低频率结束)。

仿真

为了证实绝热结构的优点，执行若干组仿真。现在将传统的周期性极化(完全相位匹配的)结构和本实施例的绝热设计相比较。下面仿真具有窄的强泵浦输入λ₂＝1.064μm，和宽的总信号范围从λ₁＝1.5μm到λ₁＝1.6μm变动的过程。周期性极化的结构被设计成在θ＝0度处实现与λ₁＝1.55μm的信号波长的完全相位匹配。绝热结构被设计成满足等式5的所有约束，并且图5示出ΔK的斜率。如果晶体是周期性极化的，则在该晶体具有恒定周期的情况下ΔK是平坦的(图52)。如果ΔK是非周期性的，则存在斜率。如果改变是以绝热方式的(绝热线性改变)，则获得图50。如果该结构变化但不是以绝热方式，则ΔK表现为图54。比较集中于下面的参数：

·信号波长比较。

·入射角比较。

·泵浦强度比较。

·泵浦频率比较。

晶体的长度被选择为L＝20mm。在每次比较中，当该晶体的长度缩短为L＝19mm时(变化5％)，还检查最终结果。还将泵浦强度选为I₂＝110MW/cm²。在χ⁽²⁾＝16pm/V的KTP非线性晶体中执行所有的仿真。

信号波长参数

图6(a)示出下部的图中的周期性极化结构和上部的图中的绝热结构的比较。可以看到，当周期性极化结构仅在2nm的窄区中高效时，(在波长λ₁＝1.549μm和λ₁＝1.551μm之间出现高于90％的效率)，绝热结构在多于100nm的范围上效率高于90％。更具体来说，示出了大约140nm的范围上(在λ₁＝1.48μm和λ₁＝1.62μm之间)的效率。

当我们检查相同结构但是具有不同长度(19mm而不是20mm)的鲁棒性时，我们在图6(b)中看到周期性极化结构的效率几乎降为零，而在绝热结构中效率保持与以前一样。

也就是说，在周期性极化结构中仅针对2nm的带宽实现高于90％的效率，而在绝热结构中在多于140nm的范围上实现高效宽带变换器。该宽带效率不会下降，即使晶体的长度如(b)中所示的那样变化。

角度参数

现在参考图7(a)，其示出周期性极化结构70和绝热结构72之间的比较。可以看到，周期性极化结构仅在窄的入射角±5°中高效(效率超过90％)，而绝热结构的效率在多于±25°的范围上超过90％。

现在参考图7(b)，当我们检查相同结构但是具有不同长度(19mm而不是20mm)的鲁棒性时，我们看到周期性极化结构中的效率几乎降为零，而在绝热结构中效率保持得与以前一样。

也就是说，图7a和图7b对于(a)20mm(b)19mm的晶体长度以及对于入射角示出周期性极化结构70和绝热结构72之间的比较。在周期性极化结构中仅对于±5°的带宽实现高于90％的效率，而在绝热结构中，对于±25°实现了高效宽带变换器。该宽带效率不会下降，即使晶体的长度如(b)中所示的那样变化。

泵浦强度参数

现在参考图8(a)，示出对于不同的泵浦强度，对于(a)20mm(b)19mm的晶体长度的周期性极化结构80和绝热结构82之间的比较。在周期性极化结构中仅对于特定泵浦强度值(例如I₂＝110MW/cm²)实现高于90％的效率，而在绝热结构中，对于高于某一阈值的任何泵浦频率实现高效宽带变换。

当我们检查相同结构但是具有不同长度(19mm而不是20mm)的鲁棒性时，根据图8(b)我们看到周期性极化结构的效率几乎降为零，而在绝热结构中效率保持得与以前一样。

即图8对于(a)20mm(b)19mm的晶体长度、对于不同泵浦强度示出周期性极化结构82和绝热结构80之间的比较。在周期性极化结构中仅对于特定泵浦强度值(例如I₂＝110MW/cm²)实现高于90％的效率，而在绝热结构中，对于高于某一阈值的任何泵浦频率实现高效宽带变换器。该宽带效率不会下降，即使晶体的长度如(b)中所示的那样变化。

泵浦频率参数

在下文中，展示通过改变泵浦的频率来使宽带响应移位，同时保持其宽带特性。现在参考图9，在该图中比较处于两个不同泵浦频率处的闲散效率响应和信号频率。将对于λ₂＝1.064μm的第一泵浦频率的特性示出为90，并且将λ₂＝1.047μm的第二特性示出为92。清楚看到，响应效率被保持，但是它向较高信号和闲散波长移位25nm。

也就是说，图9示出处于两个不同泵浦频率的闲散效率响应与信号频率，原始频率λ₂＝1.064μm被示出为90，并且第二频率λ₂＝1.047μm被示出为92。清楚看到，响应效率被保持，但是它向较高信号和闲散波长移位25nm。

使用KTP设备的理论和实验

下面代表根据本发明另一实施例的理论和实践。该另一实施例提供非耗竭泵浦近似中的和频产生过程的几何表示，类似于已知的光学布洛赫等式。我们使用该类似来提出一种用于使用绝热转换方案来在和频变换中实现高效率和大带宽二者的技术。该过程与NMR中的快速绝热通道类似，并且在该上下文中导出绝热约束。在实验上使用非周期性极化的磷酸氧钛钾KTP设备来实现该绝热频率变换方案，其中我们在140nm带宽上实现高效信号到闲散变换。

在下面的部分中，等式再次从1开始编号。

可调谐光辐射的产生通常依赖于晶体中的非线性频率变换。如上所述，将两个频率的光在非线性晶体中混合，导致处于和频或差频的第三颜色的产生。这些三波混合过程(也被称为上变频或下变频)通常对输入频率非常敏感，这归因于对相位匹配的需求。因此需要角度、温度或其它调谐机制来支持高效频率变换。这特别影响宽带光信号的高效变换，因为宽频范围的同时相位匹配难以实现。

求解以非线性过程支配三波混合过程的波等式的通式不是容易的工作。该三个非线性耦合等式可以被简化，假设一个被称为泵浦的输入波远强于其它两个。该“非耗竭泵浦”近似导致两个线性耦合的等式而不是三个非线性等式。在上述和频产生(SFG)过程的情况下，这简化了系统过程SU(2)对称，与其他两个状态系统(即核磁共振(NMR)和相干光与二能级原子的相互作用)一起共享其动态特性。在本实施例的背景下，我们利用该类似，以及特别地使用由Bloch和Feynman等人给出的方法的几何可视化。耦合等式的简单矢量形式可以将物理想法(insight)带入到频率变换问题中，以实现对空间变化的耦合和相位失配的效果的更为直观的理解。通过引入用于基于被称为快速绝热通道RAP的机制的宽带波长变换的鲁棒、高效方法、使用基于在上文中阐述的考虑因素的绝热晶体来展示该方法的效用。

在实验上使用准相位匹配(QPM)设计中的绝热变化的非周期性极化磷酸氧钛钾(APPKTP)晶体来实现该展示。非周期性极化结构如上所述，并且可以改进频率变换的带宽响应，但是这在现有技术中以明显降低的效率为代价。宽的带宽响应对超短脉冲的频率变换有用。已利用啁啾QPM光栅来在二次谐波产生(SHG)、差频产生(DHG)以及参数放大中操作短脉冲。最近，已示出用于具有随机QPM的晶体展现出非常宽的带宽，不过代价是变换效率的严重降低。而在标准频率变换过程中，可以精确地控制晶体参数和泵浦强度以便达到高的变换效率，我们利用本发明示出通过利用绝热频率变换，仍可以在宽的波长和温度范围上达到接近100％的变换效率。在下文中给出的针对本实施例的实验结果中，我们展示接近完全的变换，同时保持超过140nm的非常宽的带宽。

让我们首先考虑SFG的几何表示。在非耗竭泵浦近似中，假设沿着非线性晶体的泵浦振幅是常数，并且下面的归一化耦合等式可以被构造成：

$i\frac{d{\tilde{A}}_1}{\mathrm{dz}}=\mathrm{\&kappa;}{\tilde{A}}_3{e}^{-\mathrm{i\&Delta;kz}}.---\left(1a\right)$

$i\frac{d{\tilde{A}}_3}{\mathrm{dz}}={\mathrm{\&kappa;}}^{*}{\tilde{A}}_1{e}^{+\mathrm{i\&Delta;kz}}.---\left(1b\right)$

在本文中，Δk＝k₁+k₂-k₃是相位失配，z是沿着传播轴的位置，

是耦合系数。归一化的信号和闲散振幅是

和

其中ω₁和ω₃分别是信号和闲散的频率，k₁和k₃是它们相关联的波数，c是真空中的光速，A₁、A₂、A₃分别是信号、泵浦和闲散振幅，并且X⁽²⁾是晶体的二阶极化率(susceptibility)。在不失一般性的情况下，我们选择ω₂以使得ω₁+ω₂＝ω₃。

这些耦合的波等式具有与描述量子力学二能级系统的动态特性的那些等式相同的形式。它们的动态特性由ΔK(z)和κ指示，并且仅对于有限情况可以解析地求解出。一种这样的可解示例是当相位失配是恒定时。在这种情况下，从信号到闲散(A1到A3的变换，其被称为SFG或上变换过程)的全能量转移仅在沿着整个传播的完全相位匹配的情况下(即ΔK(z)＝0)以及仅在以奇数n满足κ·z＝nπ时可实现。其它恒定相位失配导致效率低的频率变换。

还可以利用针对近似解的方法，例如扰动理论。在弱的耦合限制中，可以在傅里叶域中完全解出动态特性，但是因为它的扰动性质，将被限制成低变换值。一般来说，该复数值的动态特性拥有SU(2)动态对称，并且特别地在相位失配参数沿着传播变化时，不存在已知的解析解，在模拟NMR和光-物质相互作用的二能级问题下也是这样。最近的评论总结了在相干光与二能级系统相互作用的背景下的已知解析解。对于那些不能解析解出的情况，使用几何表示是便利的，可以利用几何表示获得对沿着传播方向的变换的物理直观理解，而不用求解或仿真该过程。

我们采用Feynman等人的公式并且将该问题的动态特性写成实的三维矢量等式，可以在球面(被称为布洛赫球面)上从几何学方面可视化所述三维矢量等式。在该上下文中，我们定义状态矢量

如下：

U_SFG＝A₃ ^*A₁+A₁ ^*A₃，       (2a)

V_SFG＝i(A₃ ^*A₁-A₁ ^*A₃)，    (2b)

W_SFG＝|A₃|²-|A₁|².        (2c)

该矢量表示沿着晶体的信号和闲散场之间的关系。特别地，z分量(W_SFG)给出关于变换效率的信息。

南极对应于零变换(即(A₃)＝0)，而北极

对应于全变换。在它们之间，可以通过η＝(W_SFG+1)/2来评估变换效率。转矩矢量

表示两个场之间的耦合。无损展开等式可以被写成单个矢量进动(precession)等式：

$\frac{d{\stackrel{\&RightArrow;}{\mathrm{\&rho;}}}_{\mathrm{SFG}}}{\mathrm{dz}}=\stackrel{\&RightArrow;}{g}\&times;{\stackrel{\&RightArrow;}{\mathrm{\&rho;}}}_{\mathrm{SFG}}.---\left(3\right)$

于是在二能级系统与频率变换之间存在明显类似。基态和激发态的粒子数(population)分别类似于信号(A₁)和闲散(A₃)场的幅度。时间演变被沿着z轴的传播代替，并且失谐Δ被相位失配Δk值代替，在下文的表1中进一步详述该类似。在该上下文中，对于全变换的完全相位匹配解在布洛赫球面上具有与原子物理学中的处于谐振的相互作用相同的动态轨迹。这导致两个模式之间的振荡动态特性，一种被称为“拉比振荡”的现象。光谐振中的奇数π脉冲类似于从ω₁到ω₃的全能量转移，其被称为上变换过程。

现在参考图10，其图示利用非耗竭泵浦近似的SFG的布洛赫球面几何表示。图10(a)示出具有沿着传播的恒定相位匹配值的周期性极化准相位晶体。图10(b)示出在SFG布洛赫球面上SFG动态特性的几何可视化。画出两条轨迹：完全相位匹配(蓝线，转矩矢量指向赤道)，其可以引起高效变换，以及恒定非零相位失配(红线，转矩矢量指向南半球中的点)，其总是引起低效率的变换过程。图10(c)示出轨迹到z轴上的投影，其产生变换效率。随着SFG状态矢量从南极到北极的旋转，这可以在布洛赫球面表示上被可视化。任何相位失配都导致类似于失谐的谐振相互作用的动态特性，其表现出较快的振荡和较低的变换效率，如在图10(c)中示出的那样。应该注意，因为耦合等式的对称性，可以将ω₃作为输入频率而开始该过程，即假设ω₃＞ω₂。在这种情况下，A₁(z＝0)＝0，并且可能出现ω3处的弱输入和强泵浦ω₂之间的差频产生(DFG)过程，从而导致较低频率ω₁＝ω₃-ω₂的产生。等同的布洛赫球面表示是从北极朝着南极的状态矢量的旋转。

表1.由相干光感应的二能级原子系统的动态特性和利用非耗竭泵浦近似的SFG过程之间的类似。中间的列描述二能级系统(参考文献[2])的光学布洛赫球面实现。右边的列示出SFG球面实现的类似参数。

这样的类似可以被扩展成包括在原始布洛赫等式中出现的半球面现象衰变常数T₁和T₂。在核共振中，这些被称为纵向和横向寿命。对于自旋来说，它们支配作为磁场的平行或垂直静态分量的磁自旋分量的衰变。在该上下文中，这些参数表征长度尺度而不是时间。1/T₁松弛系数与沿着传播的特性吸收或损耗长度[α(ω_i)]有关。损耗导致该过程沿着传播方向的总强度的减少(即|A₁(z)|²+|A₃(z)|²＜|A₁(0)|²+|A₃(0)|²)，并且在布洛赫球面表示中可视化为向着原点的状态矢量的收缩。与通过失相和损耗的偏振衰变有关的1/T₂松弛参数可以被包括以描述波矢量的随机分布，其指向稍稍不同于传播轴，从而极大影响相位失配参数以及因此影响变换效率。

为了不使该类似的主要特征晦涩难懂，并且因为对于标准晶体中的近IR和可见光区来说这种过程中的典型损耗值小于1％/cm的事实，所以我们决定在当前模型中不包括这些参数。我们注意到，在存在损耗和失相的情况下它们会将新的想法添加到该SFG过程的动态特性中，这在晶体谐振附近非常重要，因此在用于KTP的近UV中非常重要，其中损耗变得不能忽略。

因为上述原因，在上变换过程中全能量转移的实现通常是不鲁棒的，需要同时满足若干个因素。然而，根据上面的类似，我们可以采用RAP机制，其中强的啁啾激发脉冲缓慢扫描通过谐振以实现到频率变换领域的鲁棒的全转换。因此，为了从A₁(z)转移到A₃(z)，相对于κ来说相位失配参数Δk(z)可以非常大，并且可以沿着晶体从大的负(正)值绝热地改变到大的正(负)值。绝热条件需要：

$\left|\frac{\mathrm{d\&Delta;k}}{\mathrm{dz}}\right|<<\frac{{({\mathrm{\&Delta;k}}^2+{\mathrm{\&kappa;}}^2)}^{3/2}}{\mathrm{\&kappa;}}.---\left(4\right)$

如果变化率不足够慢，或者耦合系数不足够大，则可能不能够满足该不等式，并且变换效率将很差。

现在参考图11，其图示SFG的绝热变换方案。图11(a)示出其中需要相位失配参数的连续绝热变化的情况。在图11(b)中，示出绝热跟踪轨迹的情况，其中转矩矢量最初指向南极附近，并且在北极附近处终止。图11(c)图示轨迹到z轴上的投影。在该轨迹中，仅在z＝1cm处满足相位匹配条件，并且有效的变换长度是3mm(由红色的虚线指示)。图11实际上展示了当所有这些约束都满足并且实现全频率变换的情况。该图片对于超短脉冲的高效上变换也成立。为了使其发生，必须考虑对时间包络有影响的非线性晶体的色散特性。注意，首先，从色散的观点来看，沿着传播方向保持窄带的泵浦波不会施加任何限制。其次，在绝热限制中，在沿着晶体的局部区域中出现变换过程，如在图11(c)中所图示的那样。特性长度的估计是

在该上下文中应该考虑的主要效应是群速失配(GVM)和群速色散(GVD)。GVM引起输入信号脉冲(ω₁)和所产生的闲散脉冲(ω₃)的时间走离(walkoff)，这归因于它们不同的群速。

归因于GVD的二阶过程导致沿着传播的附加线性啁啾。为了使两个影响都可忽略，它们的特性长度应该远大于上文中所提到的绝热有效长度。GVM对短脉冲传播的影响的标准估计是

其中并且u_g(λ_i)是波长λ_i的群速。为了最小化GVM，应该沿着变换长度寻找信号(ω₁)和闲散(ω₃)脉冲的重叠，即Lef f＜＜LGVM。因此，脉冲的最小时间宽度应该是τ_GVM＝L_effGVM。对于近IR到可见光变换，这转化成大约1ps。然而，这并不意味着较短的脉冲不能被变换：为了变换转变受限(transform-limited)的100fs脉冲，应该通过添加线性啁啾来将该脉冲预先拉长到近似10ps。应该在非线性晶体的输出端移除降低时间走离的影响的该啁啾。

该所描述的机制类似于啁啾脉冲放大方法。GVD的二阶效应由限定，并且其特性长度是

应该在该计算中使用的GVD参数是其较短波长的参数，典型地，其是较大的那个参数。在我们的设计中，L_GVD(λ＝620nm)≈2.5cm。该值满足L_eff＜＜L_GVD，并且因此可以被忽略。我们检查到也可以忽略较高阶的色散效应。在通过非周期性极化结构的波长变换中存在的另一个固有现象是当沿着晶体传播时会添加线性啁啾，正或负。也可以在输出端处移除该啁啾。

在该绝热变换方案的实验实施方式中，我们利用QPM 18的技术。该技术允许我们通过调谐所述域的空间结构来设计相位失配参数的几乎任何期望函数。特别地，有可能实现有效的相位失配参数，其是过程相位失配和人为相位失配的和，即Δk_ef f(z)＝k_signal+k_pump-k_idler-Δk_Λ(z)。通过使用近似关系

极化QPM结构来实现所期望的相位失配参数，其中Λ(z)是局部极化周期。

绝热APPKTP被设计成满足由等式(4)所陈述的约束。将沿着L＝17mm的晶体长度将周期性从14.6μm变成16.2μm，以引起绝热全变换所需的线性绝热。该改变可以在k_eff(z)中。全绝热变换需要90MW/cm²的强度，其是远低于大约为500MW/cm²的KTP晶体的损害阈值的值。使用通过使用有限差分方法而对等式(1)的过程传播进行的数值仿真来实施该设计。我们使用光学参数振荡器系统(Ekspla NT342)来在1064nm处同时产生强泵浦(6ns，130μJ)，以及可以从1400nm变成1700nm(5ns，1μJ)的可调谐信号。在特别轴(extraordinary axis)偏振的泵浦和信号二者在空间上重叠，并且共线地聚集到中部(waist)分别为150和120μm²的晶体中。这些值保证瑞利范围大于晶体长度。我们分别通过InGaAs检测器和冷却的电荷耦合器件(CCD)分光计来记录输入信号和输出SFG信号。

我们首先以1530nm的固定信号波长检查变换效率对泵浦强度的依赖性。通过比较存在泵浦的信号强度和不存在泵浦的信号强度来测量变换效率。检查到这与所观察的SFG强度完全相关并且与热效应完全无关。在图12的插图中给出了该结果。图12是图示在室温且泵浦强度为15MW/cm²的情况下使用绝热APPKTP设计的作为输入波长的函数的变换效率。该插图示出作为泵浦强度的函数的变换效率，其中输入波长为1530nm。最大变换效率是74％±3％。

一般来说，利用数值仿真来获得良好的一致性。我们还测量处于15MW/cm²的恒定泵浦强度和室温下，作为信号波长函数的变换效率。我们在图12中示出超过140nm宽(1470-1610nm)的波长范围的高效宽带变换。这与该设计的数值仿真(见该图中的蓝色点划线)具有良好的一致性，除了1485nm周围的小的低效率区域之外，其与制造缺陷有关，因此造成绝热条件的违背。应该注意，被设计成实现完全相位匹配的标准周期性极化结构将导致仅2nm带宽上的高效宽带变换。

就晶体以及光的参数的变化来说绝热变换方案是鲁棒的。特别地，变换效率对输入波长、晶体温度、泵浦强度、晶体长度以及入射角不敏感。

总之，实施例示出几何布洛赫球面可视化可以被用来描述SFG过程中的复模态振幅的演变。我们使用该图片来设计高效波长变换器，其是二能级系统中的绝热快速通道的类似。应该注意，准相位匹配晶体仅是一种可能的实现方式；可以应用相同的机制，例如通过引起完全相位匹配晶体上的温度梯度，或者通过满足绝热约束的任何其它机制。本方案可以用于宽带信号以及超短脉冲的高效频率变换。如果超短脉冲最初被拉长，然后被上变换，最后在输出端处被再压缩，则其可以是有效的。这样的分析也有希望实现从UV到远IR的宽频率范围内的宽带荧光信号以及超短脉冲的高效上变换。它可以特别用于在大气观测中使用的弱红外信号到近红外或可见光范围的高效上变换。也可将该类似一般化到较高阶的非线性过程相互作用，并且可以采用根据原子-光子相互作用或NMR的其它已知方案，例如仿真的拉曼绝热通道(STIRAP)。

证实可调谐性的理论和实验

现在参考本发明的另一实施例。再次讨论理论设备并且然后存在对所讨论的绝热和频变换方法的鲁棒性的实验证实。如先前实施例那样，本实施例的技术从原子物理和核磁共振中的鲁棒粒子数转移的类似方案借用，并且对于比传统变换方案中的带宽宽高达两个幅度级的带宽的和频产生过程实现接近全频率变换。我们示出该方案对非线性晶体和输入光二者的参数变化是鲁棒的。这些参数包括晶体温度、输入场的频率、泵浦强度、晶体长度以及入射角。我们还示出通过改变泵浦频率或晶体温度可以将该非常宽的带宽调谐到更高或更低的中心波长。对该变换器的属性的详细研究使用处理二能级系统的绝热跃迁的Landau-Zener理论。

1、介绍

经由三波混合过程的非线性频率变换是非线性光学领域中的基本概念。在该过程中，在非线性晶体中混合两种颜色的光，导致具有它们的和频或差频的第三种颜色的产生。(分别也被称为上变频和下变频)的这些过程通常表现出变换带宽和变换效率之间的折衷。

在上文中，我们已示出利用非耗竭泵浦近似的和频产生(SFG)过程可以在数学上用公式表示并且与二能级系统框架完全类似地在几何上可视化，如由Bloch在NMR中以及Feynman及其同事在原子物理中介绍的。在该方式中，变换过程由一组两个线性耦合的波等式支配，所述波等式的属性取决于两个参数：

沿着传播方向的相位失配以及

耦合系数，其是泵浦波的特性和非线性晶体的特性二者的函数。

几何可视化向SFG的过程给出物理直观。

在该部分中，等式再次从1开始编号。

在和频产生的一般方案中，假设这两个参数是恒定的，并且因此这些波沿着传播轴的演进可以被解析地求解出。仅已知这种形式的线性耦合波等式的另外几个解析解，其表现出SU(2)动态对称。然而，它们当中的大多数还没有在频率变换域中实施。在该上下文中，值得提出该组等式的两个近似解。第一个是扰动近似，在频率变换的领域中它是在信号和闲散波之间存在弱耦合的情况。

该近似被称为“未放大的信号近似”，并且对应于低的信号到闲散变换效率。利用该扰动近似，可以在实空间或使用傅立叶域来完全解出该过程的动态特性。

第二近似是绝热近似。通过探究频率变换领域中的快速绝热通道(RAP)方案的应用，我们已示出可以通过绝热地改变沿着传播的相位失配参数，来协调高效率和宽的带宽的需求，从而允许以鲁棒的方式将能量从一个波长近似完全地转移到另一个波长。使用处理二能级系统中的绝热跃迁的Landau-Zener理论来完成对该变换器特性的详细研究。

通过准相位匹配晶体中的非周期性极化来完成该变换器的实施方式。在过去的十年里已经深入地研究了这样的结构，这主要因为它们使得能够以简单的方式来设计所期望的相位失配函数的事实。示出的线性啁啾光栅在二次谐波产生(SHG)、差频产生(DFG)和光参数放大(OPA)以及其他线性过程中也具有宽的响应。还提出了随机结构和分段结构以改进非线性过程中的带宽响应，但是仍具有差的效率。应该注意，不同非线性过程的动态特性受到这些非周期性结构的不同影响。仅在SFG过程中，布洛赫球面上的几何可视化，以及所提议的利用其与Landau-Zener理论的联系的绝热解是有效的。

在本实施例中，我们证实绝热SFG方案对控制该过程的效率的大多数参数的鲁棒性。这些包括晶体温度、输入场的频率、泵浦强度、晶体长度和入射角。我们示出，与其中需要这些控制参数的同时匹配的传统完全相位匹配晶体相比，在该方案中，变换效率对这些参数中的一个或多个的改变不敏感。而且，我们证实通过改变泵浦频率或晶体温度，该超宽的带宽变换器可以被调谐到更高或更低的中心波长。

2、理论分析

2.1和频产生过程的动态特性和几何表示

在非耗竭泵浦近似中，假设泵浦振幅沿着非线性晶体是恒定的，并且下面对于信号和闲散的归一化耦合等式可以被构造成：

$\frac{d{\tilde{A}}_1}{\mathrm{dz}}+\frac{1}{v_{g_1}}\frac{d{\tilde{A}}_1}{\mathrm{dt}}=-i\mathrm{\&kappa;}{\tilde{A}}_3{e}^{-\mathrm{i\&Delta;kz}}---\left(1\right)$

$\frac{d{\tilde{A}}_3}{\mathrm{dz}}+\frac{1}{v_{g_3}}\frac{d{\tilde{A}}_3}{\mathrm{dt}}={-\mathrm{i\&kappa;}}^{*}{\tilde{A}}_1{e}^{+\mathrm{i\&Delta;kz}}---\left(2\right)$

其中Δk＝k₁+k₁-k₃是相位失配，z是沿着传播轴的位置，k＝

是耦合系数。归一化的信号和闲散振幅是：

其中ω₁和ω₃分别是信号和闲散的频率，k₁和k₃是它们的波数，v_g1和v_g3是它们的群速，c是真空中的光速，A₁、A₂、A₃分别是信号、泵浦和闲散振幅，X⁽²⁾是晶体的二阶极化率(假设其与频率无关)。在其中波的时间包络远长于晶体的长度的情况下(即其中我们考虑了单频、准单频激光光束或拉长的超短脉冲)，可以忽略波的群速的影响。

在本实施例中，我们处理准单频激光光束。在超短脉冲上变换的情况下，应该首先拉长该脉冲，以便最小化群速失配和群速色散的有害影响。典型地，多于1ps的脉冲长度对于可见光和近红外相互作用是足够的。在从非线性晶体离开之后，经变换的脉冲将被再压缩成转变受限的脉冲。

如之前所讨论的那样，这些耦合的波等式具有与描述量子力学二能级系统的动态特性的那些相同的形式。在本文中，时间演变被纵向z轴上的传播代替，并且失谐Δ被相位失配Δk值代替；而且基态和激发态的粒子数分别类似于信号和闲散场的幅度。为了获得SFG动态特性的物理直观，我们使用该过程的几何图片，其中我们采用Feynman等人的公式表示。在该框架中，实三维矢量等式可以探究该问题的动态特性，并且任何与z有关的函数Δk(z)和κ(z)可以被可视化为上变换布洛赫球面表面上的轨迹。无损演变等式可以被写成单个矢量进动等式：

$\frac{d{\stackrel{\&RightArrow;}{\mathrm{\&rho;}}}_{\mathrm{SFG}}}{\mathrm{dz}}=\stackrel{\&RightArrow;}{g}\&times;{\stackrel{\&RightArrow;}{\mathrm{\&rho;}}}_{\mathrm{SFG}},$

其中，三维状态矢量可以如下被定义为：

${\stackrel{\&RightArrow;}{\mathrm{\&rho;}}}_{\mathrm{SFG}}=(U,V,W)=(A_3^{*}{A}_1+A_3{A}_1^{*}.i(A_3^{*}{A}_1-A_3{A}_1^{*}),{\left|A_3\right|}^2-{\left|A_1\right|}^2),$

并且包括沿着传播方向上的信号和闲散振幅之间的相干性。特别地，其z分量(WSFG)给出关于变换效率的信息。南极

对应于零变换(即(A₃)＝0)，而北极对应于全变换。在它们之间，变换效率被定义为η＝(WSFG+1)/2。旋转矢量(也被称为转矩矢量)(Re{k}；Im{k}；Δk)表示信号和闲散频率以及相位失配参数的大小之间的耦合。该类似被扩展成包括半球现象衰变常数T₁和T₂，其在原始布洛赫等式中出现，并且在我们的上下文中，它们是特性衰变长度而不是时间。如所看到的那样，SFG过程的演变由Δk(z)和κ指示，并且在大多数情况下，不存在分析或近似解。在这种情况下，几何可视化将是有帮助的，其中对于Δk(z)和κ的任何函数，保证SFG过程的轨迹在SFG布洛赫球面的表面上。

2.2Landau-Zener理论的绝热标准和应用

动态问题的一个重要近似是绝热解。在这种情况下，相位失配参数沿着传播的扫频速率相对于耦合项的平方缓慢变化，即：

$\left|\frac{\mathrm{d\&Delta;k}}{\mathrm{dz}}\right|<<\frac{{({\mathrm{\&Delta;k}}^2+{\mathrm{\&kappa;}}^2)}^{3/2}}{\mathrm{\&kappa;}}.---\left(3\right)$

而且，为了进行高效和宽带过程，与κ相比相位失配参数Δk(z)应该非常大，并且该相位失配参数Δk(z)应该从大的负值绝热改变成大的正值，即|Δk|＞＞κ；Δk(z＝0)＜0；Δk(z＝L)＞0。通过遵循它们在RAP机制中的类似动态对应物来得到这些绝热约束，其中强的啁啾激发脉冲缓慢扫描通过谐振以实现鲁棒的全转换。如果变化率不够慢，或者耦合系数不够大，则可能不能够满足该不等式，并且变换效率将很差。显然，在其中晶体长度是有限的任何实际实现方式中，可以仅渐进地达到对应于100％的变换效率的绝热条件。再次注意，必须满足所有的绝热约束以便实现该鲁棒机制。这解释了为什么在扫频速率为零的恒定相位失配(例如在周期性极化的晶体中)的情况下，并且尽管满足等式3的需求，但不会发生绝热变换。

当相位失配Δk(z)沿着晶体线性变化时，出现针对绝热性程度的简单参数。在量子文献中，它被称为Landau-Zener标准，其在频率变换领域被写成：

${\mathrm{\&eta;}}_{\mathrm{LZ}}(z\&RightArrow;\&infin;)=1-e^{-\frac{4{\mathrm{\&kappa;}}^2}{\mathrm{\&pi;}|\mathrm{d\&Delta;k}/\mathrm{dz}|}}.---\left(4\right)$

该解析式给出SFG过程的信号到闲散变换效率。该表达式以指数形式依赖于被定义为的绝热参数，即相位失配的扫频速率dΔk/dz和耦合系数的平方κ²之间的比率。

从数学上来说，这表示在Δk＝0的位置处，等式的左手侧和右手侧之间的比率。当a＜＜1时，获得绝热传播，这是变换效率达到单位一的情况。这可以通过以给定泵浦强度缓慢地改变扫频速率，或者通过对于给定扫频速率应用强泵浦来实现。

现在参考图13，其示出三个不同强度(a)440MW/cm²(b)80MW/cm²(c)4MW/cm²的SFG的布洛赫球面轨迹。南极表示输入频率的振幅，并且北极表示经变换的频率的振幅。(d)轨迹在W轴上的投影得到沿着传播的变换效率。

在这些轨迹中，在z＝1cm处满足相位匹配条件，并且，而且我们通过使用作为频率变换领域中的Landau-Zener公式的等式4来添加每个轨迹的所计算的输出变换效率。(e)需要相位失配参数的连续绝热变化。这可以通过缓慢地改变沿着传播方向的极化周期来实现，如将在下文中的标题3中所讨论的那样。

在图13中示出当应用线性扫频速率时SFG动态特性的三种情况。当a＜＜1时，如在图13a中所示的那样实现全频变换。当泵浦强度不够高或者对于给定晶体长度和泵浦强度的扫频速率不够慢，则a＞＞1，并且变换效率将下降，如在图13b中所示的那样。在a＞＞1的情况下，泵浦强度小，或者扫频速率非常高。这对应于弱的耦合区(“非放大信号近似”)，其导致低的变换效率，如在图13c中示出的那样。这些动态轨迹可以被投影到球面的W轴上，从而带来关于沿着传播的变换效率的信息，如在图1d中所示的那样。而且，将它们计算的Landau-Zener变换效率呈现在每个投射轨迹的右侧。因为等式2.2的重要性，我们决定以更实际的参数给出它：

${\mathrm{\&eta;}}_{\mathrm{LZ}}(z\&RightArrow;\&infin;)=1-\exp (-\frac{2^5\&CenterDot;3^2\&CenterDot;{10}^{-3}{\mathrm{\&pi;}}^2{\left({\mathrm{\&chi;}}^{\left(2\right)}\right)}^2{I}_2}{n_1{n}_2{n}_3{\mathrm{\&lambda;}}_1{\mathrm{\&lambda;}}_{3}c|\mathrm{d\&Delta;k}/\mathrm{dz}|}).---\left(5\right)$

在本文中，c＝3.10¹⁰cm/sec，以cm来测量λ₁和λ₃，以MW/cm²来测量I₂，以pm/V来测量X⁽²⁾，并且以cm^-2来测量|dΔk/dz|。

3.实验设置和结果

现在参考图14。在图14(a)中，示出绝热和频变换装置。检测级被设计成利用InGaAs检测器来检测输入ω₁光束，并且利用冷却的CCD检测来检测经变换的ω₃光束。在图14(b)中，示出当增加泵浦强度时，经变换的光束的增长(由冷却的CCD分光计测量)和输入光束的减少(由InGaAs检测器测量)之间的线性关系。

尽管其他实施方式是可能的，但是在操纵相位失配参数中的准相位匹配技术的简明性和鲁棒性使得它在实验实施方式方面最有吸引力。通过使用下面的近似关系调谐所述域的空间结构来获得所期望的相位失配参数值：

其中Λ(z)是本地极化周期。

通过适当地设计极化的周期，满足等式3所陈述的绝热约束，来获得高效的相位失配函数，

Δk_eff(z)＝k₁(z)+k₂(z)-k₃(z)+Δk_Λ(z)＝Δk_proc(z)+Δk_Λ(z).     (6)

一般来说，对于非周期性设计，以幂级数来扩展ΔkΛ(z)是合理的：

${\mathrm{\&Delta;k}}_{\mathrm{\&Lambda;}}\left(z\right)={\mathrm{\&Delta;k}}_0+\frac{\&PartialD;\mathrm{\&Delta;k}}{\&PartialD;z}z+\frac{1}{2}\frac{{\&PartialD;}^2\mathrm{\&Delta;k}}{\&PartialD;z^2}{z}^2+...\frac{1}{N1}\frac{{\&PartialD;}^N\mathrm{\&Delta;k}}{\&PartialD;z^N}{z}^N$

为了简明性，我们选择设计绝热的非周期性极化结构，其中只有两个非零项：常数项，选择Δk₀＝-Δk_proc(z＝L/2)；以及线性项，选择

以满足由不等式3所陈述的绝热约束。应该注意，从SFG带宽或温度响应意义上来说，该简单设计通常不是最优的。Δk_Λ(z)的更准确解可能考虑由于色散而引起的Δk_proc(z)的光谱依赖性，以及耦合常数的光谱变化。实际上，在近中IR区中，这些较高阶的校正相对小。

通过使用有限差分方法而对传播过程进行的数值仿真来测试在实验中使用的特定设计，其中周期性沿着L＝20mm的晶体长度从14.6μm变化到16.2μm。假设平面波近似以及X⁽²⁾＝32pm/V的非线性极化率。该实验装置如图14a中示出的那样，如上文所讨论的。对于1064nm处(6ns，130μJ)-下部输出的强泵浦以及可调谐的信号-上部输出(从1400nm变化到1700nm)(5ns，≈1μJ)二者，我们将光学参数振荡器(Ekspla NT342)1400用作激光源。使用光束混合器1402来在空间上重叠都以特别轴偏振的泵浦和信号，并且使用透镜1404来将其共线聚集到绝热晶体1406中。该晶体具有分别为150μm和120μm的中部。这些值保证瑞利范围大于晶体长度并且因此保持我们仿真的平面波近似。我们收集输入波长(信号)和它们在晶体中的传播之后的输出SFG波长(闲散)二者并且分别使用InGaAs光电二极管1408和冷却的CCD分光计1410来记录它们。

我们的证实包括若干组实验。在每一组实验中，我们改变过程的不同参数。在所有该实验中，通过将存在泵浦光束的信号强度和不存在泵浦光束的信号强度相比较来测量变换效率。这在验证了经变换的光束的增加A₃与输入光束的功率损耗A₁相关之后完成，如在图14b中所示出的那样。

首先，我们对于固定信号波长1530nm来测量作为泵浦峰值强度的函数的变换效率。结果在图14b中给出。利用数值仿真来获得非常良好的一致性，其中利用我们的最大泵浦强度所实现的最大效率是74％±3％。应该注意，不同于相位匹配晶体的情况(其中当增加泵浦强度时变换效率在单位一和零之间振荡)，变换效率对于超过360MW/cm²的泵浦强度也仍保持在单位一附近。

在第二组实验中，我们以适中的泵浦强度60MW/cm²来测量作为输入波长的函数的变换效率。示出在室温下可以获得140nm宽的范围上(1470nm到1610nm)的高效超宽带变换，除了与先前实验相同的1485nm周围的小的低效率区域之外，其与本地制造缺陷相关联，从而导致在该波长处违背绝热条件。

现在参考图15，其示出作为输入波长和晶体长度的函数的变换效率。在图15(a)中，示出作为输入波长(y轴)和传播距离的函数的变换效率的二维数值仿真。如所示出的那样，较短的波长沿着晶体最先被变换，并且当晶体长度增加时较长的波长被变换。在图15(b)中，示出对于两个不同晶体长度17mm和20mm的光谱响应的实验结果。通过对于相同晶体的两个不同长度17mm和20mm执行这些测量，还证实了本实施例设计对晶体长度的变化的鲁棒性。

在标准的频率变换器中，需要使用薄的晶体来实现最大带宽。然而，在本实施例的绝热设计中，预期所实现的带宽随着晶体长度的增加而增长，同时保持相同的变换效率。我们在图15中在数值上和实验上两个方面示出这一点。如可以看到的那样，高效变换带宽几乎随着晶体的长度线性增加。这与图15b的实验结果完全一致，图15b示出当晶体长度增加3mm时带宽响应宽了30nm。实际上两个因素限制可实现的高效变换带宽。第一是非线性晶体本身中的吸收。另一个限制因素由仅在晶体长度比装置瑞利范围更短的情况下成立的平面波近似而产生。实际上，后者受可用的泵浦能量限制。

也可以通过改变非线性晶体的温度来保持该宽的响应。由于晶体折射率对温度的依赖性以及通过非周期性极化结构的热膨胀二者，这影响变换过程。该次要的但是关键性的影响造成域的膨胀同时增加了温度，从而有效地降低了沿着传播的相位失配参数。这导致比由绝热设计所确定的更弱的温度响应。在标准频率变换中，温度对变换效率具有显著影响，并且实际上温度调谐通常用来从光谱上调谐窄的变换带宽。

相反，对于绝热设计来说，变换效率保持为高，甚至对于晶体温度中的大变化也如此。现在参考图16，其图示使用处于60MW/cm²的泵浦强度的绝热非周期性极化KTP设计的作为晶体温度的函数的变换效率。图16(a)示出作为晶体温度(y轴)和输入波长的函数的变换效率的二维数值仿真。图16(b)示出对于ω₁＝1550nm的恒定输入波长作为晶体温度的函数的变换效率。示出了设计(二维仿真的垂直横截面)的实验结果和仿真之间的良好一致性(以红色实线示出)。在图16(a)中，我们给出作为晶体的温度和输入波长的函数的变换效率的数值仿真。在图16(a)的图中，每个垂直横截面表示对于恒定波长来说作为晶体温度的函数的变换效率。实验结果在图16(b)中示出，其中画出了作为晶体温度的函数的在ω₁＝1550nm的恒定波长的变换效率。从实验上观察到超过80℃的温度范围上的高度高效变换。包含热膨胀效应的仿真预测该范围实际上超过实验的限制。将此与在由周期性极化获得的相位匹配晶体中的SFG情况下2℃的高效范围相比较。

通常影响相位失配的另一个参数是输入频率对于非线性晶体的入射角。我们仅在仿真中检查绝热设计的鲁棒性，并且发现对于ω₁＝1550nm的输入波长和L＝20mm的晶体长度来说，本设计的接受角或输入角已从周期性极化的结构中的小于5度增加到多于25度。

最后，我们示出绝热设计不仅是宽且鲁棒的，而且对于给定的晶体设计还可以在宽范围中调谐它。这通过两个单独的机制来完成：温度调谐和泵浦频率调谐，从而使得我们能够将高效变换频带移位到更低或更高的输入频率。现在参考图17，其图示宽的带宽响应的可调谐性。图17(a)以60MW/cm²的泵浦强度示出温度可调谐性的实验结果，包括变换效率。图17(b)示出泵浦波长可调谐性的数值仿真。

因此，在图17(a)中，我们画出对于两个晶体温度50℃和110℃所测量的作为输入波长的函数的变换效率。如可以看到的那样，高效变换频带红移了≈50nm，这与如图16中的水平横截面所示的数值仿真具有良好的一致性。

在图17(b)中给出了甚至更显著的效果，其中仿真了改变泵浦波长的效果。在该图中，我们比较在1064nm(如在实验中那样)泵送的本绝热设计的响应和对于(利用Nd:YLF激光器泵送的)1047nm的泵浦波长以及能够通过在拉曼移位器中拉曼移位1064nm激发光束而容易获得的1159nm泵浦波长的响应。

在这两个调谐机制中，我们看到当高效变换频带被调谐到较低的波长时，变换效率稍微增加并且响应变得稍微更窄。

调谐到较高的波长引起相反的行为。变换效率的改变是主要通过其对泵浦特性的依赖性来改变(分别为减少或增加)耦合系数的事实的直接结果。这会有效地改变绝热参数并且因此改变变换效率。光谱响应的变窄或变宽仅反映了频率上的恒定带宽。

4.结论

在该后面的实施例中，我们分析绝热和频产生方案的鲁棒性。我们示出它对于宽范围的频率和温度表现出高效变换，比标准的相位匹配非线性晶体大高达两个数量级。结果示出不总是需要宽的带宽响应和变换效率之间的折衷，并且该折衷可以被限制到弱泵浦强度或相位失配参数的快速改变的情况。利用绝热设计，可以实现近似完全的频率变换，而不需要沿着整个传播的完全相位匹配。

我们引入解析工具，Landau-Zener变换效率公式，其可以估计沿着SFG过程的绝热传播的程度。讨论该设计针对其他参数的鲁棒性。特别地，我们探究其对泵浦强度、晶体长度和接受角变化的鲁棒性。我们还经由晶体温度和泵浦波长的改变证实宽的光谱响应的可调谐性。该可调谐性机制将对这种设备的应用性有重大影响。

可以谨慎地利用绝热方案以高效地上变换宽带荧光信号以及超短脉冲。本方案还与非相干信号的光谱学高度相关，例如通常用于天文学、材料科学和分子光谱学。因为在中IR和远IR光学区中缺少量子高效检测器，所以通常使用在光学上被上变换到近IR和可见光区中的弱信号，以便促进量子受限的检测。

与在其他物理领域中普遍存在的二能级物理学以及其几何可视化的完全类似可以将新的物理想法带入到频率变换的过程中，并且可以导致对其他非线性光学过程的更好理解。

根据本实施例的晶体可以应用于信号处理中，或者实际上具有任何光学区中，其中可以调制消息承载信号以便不具有锐利的频谱，或者可以实际上被频率调制。此外，经复用的信道可以在一定频率范围上包括许多消息。

可以通过平方律来使频率变换的效率与晶体的χ⁽²⁾量有关，所以使χ⁽²⁾量加倍提供四倍的效率并且允许四倍的泵浦激光强度减小。这遵循上文第一部分的等式4和5中的Kappa的定义，及其与泵浦强度的关系。

另外的应用可以包括对感测设备的增强。光学传感器可能对特定光谱范围敏感，所述特定光谱范围与提供特定场景中的大多数信息的光谱范围不同。能够在一定频率范围内操作的频移设备能够将该场景转变成更适合于可用传感器的范围。显然，如果输入是非相干的光源并且因此缺少强度，则效率在获得合理输出中成为问题。

术语“包括”、“包含”、“具有”以及它们的同根词意味着“包括但不限于”。该术语包括术语“由...组成”和“基本上由...组成”。

如在本文中所使用的那样，“一”、“该”和“这个”包括复数引用，除非上下文另有明确声明。

应该认识到，为了清楚起见在不同实施例的上下文中所描述的本发明的某些特征也可以在单个实施例中组合提供。相反，为了简洁起见在单个实施例的上下文中所描述的本发明的各种特征也可以单独提供或以任何适当的子组合提供，或者适用于所描述的本发明的任何其他实施例。在各种实施例的上下文中所描述的某些特征不应该被认为是那些实施例的本质特征，除非在没有那些元素的情况下该实施例不能运行。

尽管已结合其特定实施例描述了本发明，但是显然本领域技术人员将会认识到许多替换、修改和变化。因此，本发明意图包括落入所附权利要求的精神和宽范围内的所有这些替换、修改和变化。

在本说明书中所提到的所有公开出版物、专利和专利申请通过引用到本说明书中而被整体合并到本文中，就好像明确并且单独表明通过引用将每个单独的公开出版物、专利或专利申请结合于本文中那样。此外，在该申请中任何参考文献的引用或识别不应该被解释成承认这样的参考文献用作本发明的现有技术。就所使用的部分标题来说，它们不应该被解释成必要的限制。

Claims (22)

1.一种用于波长变换的晶体，所述晶体在第一端和第二端之间具有纵向维度，并且具有包括多个调谐周期的周期性极化结构，其中相应周期的调谐沿着所述纵向维度从所述第一端绝热变化到所述第二端。

2.根据权利要求1所述的晶体，其是准相位匹配晶体。

3.根据权利要求1所述的晶体，其被配置成与具有足以使得应用非耗竭泵浦近似适用的强度的激光泵浦光束一起使用。

4.根据权利要求1所述的晶体，其中所述调谐包括对用于所述第一端处的变换的输入光频率的强负失配和对所述第二端处的所述频率的强正失配。

5.根据权利要求1所述的晶体，其中所述调谐包括对所述第一端处的输入光频率的强正失配和对所述第二端处的所述频率的强负失配。

6.根据权利要求2所述的晶体，其中所述绝热变化是沿着所述维度连续递增的。

7.根据权利要求1所述的晶体，其中每个周期具有所感兴趣的光波长的数量级内的周期长度。

8.根据权利要求1所述的晶体，具有沿着所述纵向维度的所述波长的幅度的基本上七个数量级的长度。

9.根据权利要求5所述的晶体，被配置成利用第一调谐向入射光提供至少一个周期的组群，之后是至少一个周期的接连组群，与相应的在前组群相比，每一个接连组群在所述调谐中具有边际变化。

10.根据权利要求1所述的晶体，其中所述调谐根据相应周期的长度而提供。

11.一种用于高效宽带波长变换的装置，包括：

具有物理参数的晶体，所述物理参数具有在所述晶体的长度上绝热改变的相位失配；

相干光源输入端，其用于以频率范围内的输入频率接收光源光；

泵浦激光器输入端，其用于以预定泵浦频率接收激光；以及

输出端，其用于以输出频率输出光，所述输出频率是所述输入频率和所述泵浦频率的函数。

12.根据权利要求11所述的装置，其中所述晶体被构造成非线性晶体。

13.根据权利要求12所述的装置，其中所述非线性晶体被构造成是准相位匹配的。

14.根据权利要求13所述的装置，其中所述相位失配包括沿着晶体长度的周期的逐渐改变。

15.根据权利要求11所述的装置，其中所述相位失配包括将所述晶体设置在从该晶体的第一端到其第二端的温度梯度内。

16.根据权利要求11所述的装置，其中所述晶体具有第一端和第二端，并且所述绝热改变包括在所述第一端和所述第二端之间的高度正失配到高度负失配之间的改变。

17.根据权利要求11所述的装置，其中所述函数包括和函数。

18.根据权利要求11所述的装置，其中所述函数包括差函数。

19.根据权利要求11所述的装置，其中所述泵浦激光器输入端以基本上高得足以证明非耗竭泵浦近似有效的强度提供激光。

20.根据权利要求19所述的装置，其中泵浦激光器在相对窄的频率范围上提供光。

21.一种制造用于波长变换的晶体的方法，包括：

利用第一端和第二端之间的反向偏振区的层的行进来从所述第一端到所述第二端生长所述晶体；

沿着行进逐渐地改变所述层的特性，以便形成绝热改变的准匹配非线性晶体。

22.根据权利要求21所述的方法，其中所述特性是层厚度。

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