Nichtlinearität zweiter Ordnung
Die nichtlineare Polarisation zweiter Ordnung von Lithiumniobat ( µm ) lässt sich wie folgt beschreiben:
Die 2D-Matrix beschreibt den Nichtsuszeptibilitätstensor χ(2). Für 5 % MgO-dotiertes µm (MgO:LN) bei 1064 nm gilt: d<sub>31</sub> = 4,4 pm/V, d<sub>33</sub> = 25 pm/V[1].
Der höchste nichtlineare Koeffizient beträgt d<sub>33</sub> = 25 pm/V und entspricht Wechselwirkungen parallel zur z-Achse, d. h. Phasenanpassung vom Typ 0. Anders ausgedrückt: Alle interagierenden Wellen müssen e-polarisiert sein, um die höchste Konversionseffizienz zu erzielen. Alle unsere Kristalle sind so konzipiert, dass dieser d<sub>33</sub>-Koeffizient erreicht wird. Für periodisch gepoltes MgO:LN beträgt der effektive nichtlineare Koeffizient def typischerweise 14 pm/V.
HINWEIS: Covesion kann kundenspezifische Kristalle für Wechselwirkungen vom Typ I oder Typ II anbieten, beispielsweise für verschränkte Photonensysteme zur Erzeugung orthogonal polarisierter Paare.
Brechungsindex
Der temperaturabhängige Brechungsindex wird durch die Sellmeier-Gleichung beschrieben:
Der temperaturabhängige Parameter f ist dabei wie folgt definiert:
Dabei ist T die Temperatur in °C
und die Sellmeier-Koeffizienten sind, ein optischer Resonator, auch bekannt als optischer parametrischer Oszillator (OPO), die Effizienz kann deutlich gesteigert werden.
| Sellmeier-Koeffizient | 5% MgO:LN [2] | Undotiertes LN [3] |
|---|---|---|
| a1 | 5.756 | 5.35583 |
| a2 | 0.0983 | 0.100473 |
| a3 | 0.2020 | 0.20692 |
| A4 | 189.32 | 100 |
| a5 | 12.52 | 11.34927 |
| a6 | 1,32E-02 | 1.5334E-02 |
| b1 | 2.860E-06 | 4.629E-07 |
| b2 | 4.700E-08 | 3,862E-08 |
| b3 | 6.113E-08 | -8,9E-09 |
| b4 | 1,516E-04 | 2,657E-05 |
Mithilfe dieser Parameter in der Sellmeier-Gleichung lässt sich die Änderung des Brechungsindex in Abhängigkeit von Wellenlänge und Temperatur berechnen. Die folgende Tabelle enthält einige Beispiele.
| Temperatur | 532 nm | 780 nm | 1064 nm | 1550 nm | 3500 nm |
|---|---|---|---|---|---|
| 30°C | 2.2260 | 2.1715 | 2.1496 | 2.1320 | 2.0732 |
| 100 °C | 2.2485 | 2.1929 | 2.1708 | 2.1530 | 2.0938 |
| 150 °C | 2.2673 | 2.2108 | 2.1884 | 2.1705 | 2.1110 |
PPLN besitzt einen hohen Brechungsindex, der zu einem Fresnel-Verlust von ca. 14 % pro unbeschichteter Oberfläche führt. Um die Transmission unserer Kristalle zu erhöhen, sind die Ein- und Austrittsflächen mit einer Antireflexionsbeschichtung versehen, wodurch die Reflexionen an jeder Oberfläche auf unter 1 % reduziert werden.
Übertragung
MgO:LN und LN weisen sehr ähnliche Transmissionskurven auf und sind im Bereich von 400–4000 nm hochtransparent . Materialabsorption tritt unterhalb von 400 nm und oberhalb von 4000 nm , wobei PPLN weiterhin eingesetzt werden kann, sofern die Verluste kompensiert werden können. Beispielsweise wurde in PPLN ein gepulster OPO im mittleren Infrarotbereich mit einer Wellenlänge von 7,3 µm demonstriert [4] , obwohl PPLN-basierte OPOs üblicherweise bis 4,5–5 µm . Auch im UV-Bereich wurde die Erzeugung von Wellenlängen bei 386 nm [5] und 370 nm [6] 3. Ordnung in MgO:PPLN demonstriert
Die Arbeiten von Schwesyg et al. analysierten die Absorptionsverluste von MgO:LN im Bereich von 300 bis 2950 nm [7] . Ihre Daten (siehe unten) liefern eine genaue Messung des Absorptionskoeffizienten zwischen 400 und 800 nm. In ihrem Experiment konnten sie zudem keine messbaren Absorptionsbanden zwischen 800 und 2000 nm .
Die Abbildung unten zeigt die von Covesion gemessenen Transmissionskurven von LN und MgO:LN und verdeutlicht den Transmissionsabfall beider Materialien. Die Messung berücksichtigt Fresnel-Reflexionen an den Eingangs- und Ausgangsflächen der Proben, die einen Verlust von ca. 30 % aufgrund von Fresnel-Reflexionen verursachen.
ANMERKUNG: Es gibt eine OH-Absorptionsbande bei 2826 nm mit einem gemessenen Absorptionskoeffizienten von 0,088 cm-1 [7].
MgO:PPLN vs undotiertes PPLN
Undotiertes PPLN wird üblicherweise bei Temperaturen zwischen 100 °C und 200 °C betrieben, um den photorefraktiven Effekt zu minimieren, der den Kristall beschädigen und zu einer Verzerrung des Ausgangsstrahls führen kann. Da der photorefraktive Effekt in PPLN bei hochenergetischen Photonen im sichtbaren Spektralbereich µm besonders ausgeprägt ist, ist es unerlässlich, den Kristall ausschließlich im empfohlenen Temperaturbereich zu verwenden.
Die Zugabe von 5 % MgO zu Lithiumniobat µm ) erhöht den optischen und photorefraktiven Widerstand des Kristalls signifikant, während sein hoher nichtlinearer Koeffizient erhalten bleibt. Dank einer höheren Zerstörschwelle eignet sich MgO:PPLN besser für Hochleistungsanwendungen. Es kann zudem von Raumtemperatur bis 200 °C betrieben werden, wodurch die Wellenlängenabstimmbarkeit des Bauelements deutlich erhöht wird. In bestimmten Fällen kann MgO:PPLN sogar bei Raumtemperatur und ohne Temperaturregelung betrieben werden. Beispielsweise kann unser MSHG1550-0.5-1 (1 mm lang) zur Erzeugung von 780 nm aus einem 1560-nm-Femtosekunden-Faserlaser verwendet werden.
Belastbarkeit und Schadensschwelle
Die Lebensdauerprüfung unserer Kristalle ist bei Covesion ein fortlaufender Prozess. Mit einem 10-W-CW-Laser (1064 nm) erzeugten wir 2,2 W bei 532 nm. Bei einer ap µm p-Intensität von >500 kW/cm² und einer Betriebstemperatur von 35 °C hielt unser PPLN die SHG-Ausgangsleistung von 2,2 W über einen Zeitraum von 2000 Stunden aufrecht, ohne dass Anzeichen von Beschädigungen am Kristall oder von Strahlverzerrungen durch Photorefraktion auftraten.
Die Zerstörschwelle von MgO:PPLN bzw. PPLN hängt sowohl von der Wellenlänge als auch davon ab, ob die Quelle kontinuierlich (CW) oder gepulst ist. Im CW-Betrieb ist die Schwelle von der Intensität abhängig und niedriger, wenn sichtbares Licht im Spiel ist. Bei gepulsten Quellen hängt die Zerstörschwelle von der Wellenlänge, der Pulsdauer, der mittleren Leistung und der Wiederholrate ab. Häufig ist die Zerstörschwelle bei Quellen mit niedriger Wiederholrate höher.
Wenn Sie vermuten, dass Sie sich nahe der Schadensschwelle befinden, empfiehlt es sich, diese in einem unpolarisierten Bereich des Kristalls zu testen. Covesion-Kristalle haben eine Standardbreite von 10 mm, die polarisierten Gitter decken jedoch eine maximale Breite von ca. 7 µm ab. Sie können die unpolarisierten Bereiche nutzen, um vorsichtig auf Schäden zu prüfen, solange diese sich noch innerhalb der AR-beschichteten Zone befinden.
Hinweis: Die Zerstörschwelle in einem polarisierten Bereich ist niedriger, wenn sichtbare Wellenlängen erzeugt werden. Erhöhen Sie die Leistung (p µm p) stets schrittweise und überwachen Sie den Strahl dabei auf Verzerrungen oder plötzliche Leistungsabfälle.
Die folgende Tabelle zeigt eine Zusammenstellung von Daten von Covesion und Kunden zu den Belastbarkeits- bzw. Schadensschwellenwerten unter verschiedenen Bedingungen. Wir arbeiten kontinuierlich mit unseren Kunden zusammen, um die verfügbaren Informationen zu Schadensschwellenwerten von Quarzen zu erweitern.
Regime | Spitzenintensität/ Energiedichte | Schaden? | Anmerkungen |
|---|---|---|---|
| CW | 500 kW/cm² | N | 1064 nm, 10 W, SHG (Covesion) |
| CW | 500 kW/cm² | N | 1560 nm, 30 W, (Australische Nationale Universität)[8]) |
| CW | 200 kW/cm² | N | 532 nm, 2,2 W, (aus 1064 nm SHG) (Covesion) |
| ns | 100 MW/cm² oder 2 J/cm² | Y | 1064 nm, Periode ~30 µm , Einzeldurchgang, 10-20 ns, 21 Hz, (Covesion) |
| ps | 100 MW/cm² | N | 1060nm OPO, 20ps, 115MHz, 24W (ORC Southampton,[9]) |
| ps | 1,5 GW/cm² | N | 1064 nm OPG für MIR: 7 ps, 400 Hz |
| ps | 1,8 MW/cm² | Y | 530nm OPO, 20ps, 230MHz, 500mW, (ORC Southampton,[10]) |
| ps | 7,5 MW/cm² | Y | 530nm OPO, 20ps, 230MHz, 1W->100mW gehackt, (ORC Southampton,[10]) |
| ps | 468 MW/cm² | N | 1064 nm, 7 ps, 17 W, 80 MHz (Nationale Universität Singapur)[11]) |
| fs | 4 GW/cm² | Y | 1550 nm, 200 fs, 200 mW, 80 MHz, SHG |
Schadensmechanismen
Der photorefraktive Effekt
Unter Bedingungen hoher Intensität neigen LiNbO3 und MgO:LiNbO3 zum photorefraktiven Effekt, einer optisch induzierten Änderung des Brechungsindex. (Anmerkung: Der Schwellenwert ist für MgO:LiNbO3 höher).
In Bereichen hoher optischer Intensität werden Elektronen als freie Ladungsträger freigesetzt und verteilen sich anschließend in Bereichen geringerer Intensität. Dies führt zu einer räumlich variierenden Brechung des Materials, die sich als Strahlverzerrung bemerkbar macht. Dadurch kann der Kristall dauerhaft beschädigt werden. Unter bestimmten Bedingungen (im µm lässt sich die Beschädigung jedoch rückgängig machen, wenn die Auswirkungen gering sind. Dazu wird der Kristall einige Stunden lang auf 200 °C erhitzt, sodass sich alle Ladungsträger wieder verteilen können.
Wenn Sie nahe der Schadensschwelle arbeiten, wird empfohlen, bei hohen Temperaturen zwischen 150 und 200 °C zu arbeiten.
Grün induzierte Infrarotabsorption
Die grüninduzierte Infrarotabsorption (GRIIRA) ist ein Effekt, bei dem grünes Licht die Absorption von Infrarotstrahlung ermöglicht. Dies führt zu lokaler Erwärmung, die die Phasenanpassungstemperatur der Wechselwirkung beeinflussen und letztendlich zu Kristallschäden führen kann.
Der GRIIRA-Mechanismus beruht auf der Bildung von Polaronen aus Kristallfehlern, wie z. B. Nb-Ionen, die Li-Ionenplätze besetzen (sogenannte Antisite-Defekte), und Fe-Ionenverunreinigungen. Die Dotierung von µm mit MgO verringert den Beginn von GRIIRA, da Mg-Ionen die Nb-Antisite-Defekte ersetzen können.
Die IR-Absorption aufgrund von blauem Licht erfolgt ebenfalls über die gleichen Mechanismen und wird als BLIIRA (blau induzierte Infrarotabsorption) bezeichnet.
Referenzen
1. Kompakte blaugrüne Laser“, WP Risk, TR Gosnell und AV Nurmikko, Cambridge University Press, 2003
2. Gayer et al., Applied Physics B 91, 343–348 (2008)
3. DH Jundt, Optics Letters Bd. 22 Nr. 20, S. 1553–1555 (1997)
4. MA Watson et al., Optics Letters, Bd. 27, Nr. 23, S. 2106–2108 (2002)
5. RT White et al., Applied Physics B: Lasers and Optics, 77(6–7), 547–550 (2003)
6. J. Kim et al., 2013 IEEE Photonics Society S µm mer Topical Meeting Series (S. 183–184) (2013)
7. J. R. Schwesyg et al., Advances in Optical Materials, AIThE3, (2011)
8. S. S. Sané et al., Optics Express, Bd. 20, Nr. 8, S. 8915–9, (2012)
9. F. Kienle et al., Optics Express, Bd. 18, Nr. 8, S. 7602–10, (2010)
10. F. Kienle et al., Journal of the Optical Society of America B, Bd. 29, Nr. 1, S. 144, (2011)
11. P. K. Upputuri und H. Wang, Applied Physics B, Bd. 112, Nr. 4, S. 521–527, (2013)
