新型非线性光学材料研究 - 图文(10)

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新型非线性光学材料研究

数个光子数时, 依然能产生巨大的非线性光学效应。 5.2.1 EIT介质对四波混频效率的增强

利用电磁感应透明，可以对一个多能级原子系统中的单光子吸收、双光子吸收、多光子吸收都产生抑制，使得生成的混频场几乎不被吸收地通过介质，使四波混频效应得到显著的放大。2003年，Y. Wu, J. Saldana和Y. Zhu分析了在一个五能级原子系统中使用EIT的级联型四波混频新方案，他们使用一个弱相干探测场作为四波混频的第一级泵浦，并使它以极慢光速传播，对于第二和第三级泵浦，他们使用连续波完成整个四波混频，结果表明在他们的方案中电磁感应透明不仅能够抑制单光子吸收，而且对双光子吸收、多光子吸收都产生抑制，实现高混频波转换效率；2004年，Y. Zhu等人证明了电磁感应透明能够抑制一个多能级原子系统中的所有阶非线性吸收，同时能够导致共振耦合原子态选择性的多光子激发[39]。此外华中科技大学Y.Wu等人讨论了在四能级原子系统中超慢光孤子的形成[40]。

5.2.2 EIT介质中的巨Kerr效应（giant Kerr-effect）

传统的光学非线性效应只有在足够强的、含有大量光子的激光中才能实现，然而利用EIT介质的巨Kerr效应可以实现单光子水平上的相干控制。由于EIT介质中的近共振区形成的强烈色散可以使光的群速度极大地减小，慢光在传播时其光与物质的有效作用长度会大大增加并显示出极大的非线性效应[41]。Lukin等人提出，在两束慢光脉冲之间可实现无耗散的巨Kerr非线性效应，据此可以使一个单光子脉冲相干地控制另一个单光子脉冲的量子态；Petrosyan等人也提出了类似能使两个极弱光场间产生巨交叉相位调制（XPM）的机制。另外，结合光子晶体的带隙效应可以进一步增强其非线性，达到数百万倍的放大。哈佛大学的L.V.Hau研究小组通过将光脉冲的群速度减小到17m/s，使得三阶非线性系数χ（3）得到了上百万倍的提高。2003年，Kuzmith等人在铯原子蒸汽中实现了相互关联的光子对。

第五章 超材料非线性光学特性

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§5.3 慢光介质中的非线性光学效应

由光的群速度定义Vg=dω/dk，可以推知光的群速度与折射率的关系为：

Vg?cdnn(?)??d? （5-3-1）

其中n(ω)是介质折射率，为光频率的函数，变化不会很大；而分母中的另一项含有dn/dω，表征折射率随频率的变化率，对其分析可知：获得折射率随频率剧烈变化的正常色散介质是出现极慢光速的关键。另外，利用强烈的反常色散，人们在原子气体、光子晶体内还实现了“超光速”和负群速度。 n-1 慢光介质的色散曲线

普通介质的色散曲线

0 ω0 ω

图5.3.1.慢光产生的示意图：陡峭的正常色散使dn/dω变大，群速度Vg变小

原子气体中，慢光引起的“量子巨相干非线性光学效应”已在上面EIT介质中的巨Kerr效应中作了介绍，当将光的群速度速将至极慢时光与介质作用的等效距离会极大增长，带来诸如巨克尔效应的非线性增强，在10m/s的慢光作用下达到过对三阶非线性系数一百万倍的放大。除此之外基于同样道理，人们发现慢光可以增强其它非线性光学效应。M.Soljacic通过对光子晶体产生慢光的研究，发现了由于慢光使局部能量密度提高，造成对非线性相位灵敏度产生的放大； 2006年，McMillan等人理论分析了慢光光子晶体波导中受激拉曼散射（SRS）的放大，其增益与斯托克斯光的群速度成反比关系[42]；2010年，上海交通大学的刘洋就光子晶体光纤中产生的慢光对光参量放大、三次谐波的增益作用和应用前景进行了详细讨论[43]。2011年，Chad Husko等人研究了慢光光子晶体波导中多光子吸收的机制，并探讨了慢光介质中因多光子吸收、自由载流子效应等对巨Kerr非线性的限制，导出了慢光介质的光学非线性极限和设计空间[44]。

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新型非线性光学材料研究

由于非线性相互作用的阶次每提高一阶，其信号强度将减弱几个数量级，一般地，三阶非线性光学信号是很弱的，如果一下子可以将非线性系数提高好几个数量级，则不管对探测还是应用都将带来巨大的影响，如可以制备超敏感光开关。

关于慢光这里要说的是，不止利用EIT中强烈的色散可以实现光子群速度的减慢和冻结，利用各种人工电磁介质如光子晶体等都可以实现慢光效应（通过特殊设计的微结构来调节dn/dω）。此外，不像超冷蒸气等系统那样依赖于原子本身特性，光子晶体可以通过改变其结构来满足对于传输频率的要求且实现慢光，而且固体材料在应用时具有便于操作等许多明显优势。

§5.4 磁等离激元对非线性光学效应的增强

磁等离激元[45]（magnetic Plasmon polariton：MPP）于2006年由南京大学介电体超晶格实验室发现并定义。他们将介电体超晶格人工微结构材料的设计思想应用到人工磁特异介质中，发现当光波在人工磁特异介质中传播时可以激发出一种新型的人工电磁波极化激元，由于这种激化激元是由光波中磁场分量诱发电子集体振荡产生，故将这种新型人工电磁极化激元称为磁等离极化激元。

光学和凝聚态物理是物理学两大分支，而凝聚态光物理是这两大分支的交汇处。光在物质中的传播性质由Maxwell方程描述，其中介电常数ε和磁导率μ是描述物质对光的电响应、磁响应的重要物理量，通过改变ε和μ就可以改变光波的传播特性。长久以来人们习惯了忽略光学材料的磁响应，将μ视为1，只考虑ε的影响。然而利用一些微结构进行调控，人们还是成功地制作了一些人工磁特异材料，通过等离子激元导致的光的磁响应并使μ≠1，并实现了诸如负折射、隐身衣等等的特异功能材料。磁等离激元与第一节所提的负折射材料有所区别，以下是由介电常数ε和磁导率μ的正负不同而划分的四个卦限，对应于各自的人工微结构材料：

第五章 超材料非线性光学特性

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图5.4.1. 根据介电常数ε和磁导率μ正负对人工微结构材料的分类

由图可见，人工磁响应对拓展新材料至关重要。经南京大学的研究者发现磁等离激元后不久，他们还证明了耦合结构对于磁等离激元效应有很好的加强作用，与其它非耦合的超材料不同，这种宽带可调谐的级联结构的超材料更有利于光学非线性的放大[46]。另外，利用磁等离激元可实现突破光学衍射极限的亚波长波导，较之表面等离激元其传输能量的性能更佳[47]。人工磁激发作为磁偶极子的一种共振的形式，具有很好的光场压缩效应，其亚波长结构对许多非线性光学与量子光学过程具有很好的增强作用[48]，例如倍频[49]、三次谐波等等，由于这一类超材料才刚发展不久，它更多的非线性光学性质还需更进一步的探索。

图5.4.2 （a）单个开环谐振元的结构；（b）级联的一维开腔谐振元链

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