Параметричні генератори світла

Від джерела когерентного оптичного випромінювання потужна світлова хвиля однієї частоти (частоти накачування), проходячи через нелінійний кристал, перетвориться у світлові хвилі інших, менших частот. Частоти параметрично порушуваних хвиль визначаються дисперсією світла у кристалі й при її зміні можуть плавно перебудовуватися при фіксованій частотінакачування.

Параметричний генератор світла запропонований в 1962р. С. А. Ахмановим і Р. В. Хохловим. Перші експериментаментальні параметричні генератори світла були створені в 1965р. Дж. Джордмейном (J. Giordmaine) і Р. Міллером (R. Miller), С. А. Ахмановим і Р. В. Хохловим зі співробітниками [12].

Так як розміри нелінійного кристала набагато більше довжини світлової хвилі, то процеси параметричного порушення в оптиці носять яскраво виражений хвильовий характер. Під дією електричного поля Е світлової хвилі великої інтенсивності змінються діелектрична проникність e нелінійного кристала:

е=е0+4рчE, (1.22).

де чквадратична сприйнятливість.

Якщо поле хвилі накачування.

EH=EH0*sin (щHt-kHx+цH), (1.23).

де: kH=щH/хH — хвильове число, щH — початкова фаза, тобто діелектрична проникність модулюється за законом хвилі, що біжить:

(1.24).

(1.25).

називається глибиною модуляції, характерна величина якої в оптиці дорівнює 10−710−5. У вхідної грані кристала (х = 0) зі змінної в часі діелектричної проникності (1) із шумів збуджуються електромагнітні коливання із частотами щ1 й щ2 і фазами ц1 й ц2 зв’язаними співвідношеннями аналогічно параметричному порушенню коливань у двоконтурній системі (див. Параметрична генерація й посилення електромагнітні коливань).

Коливання із частотами щ1 й щ2 поширюючись у глиб кристала у вигляді двох світлових хвиль із хвильовими векторами k1 й k2, взаємодіють із хвилею накачування. Якщо не прийняти спеціальних заходів, то на відстані х оптимальні фазові співвідношення (2) зміняться внаслідок дисперсії на величину Дk де Дk=k1 — k2 — расстройка хвильових векторів, що приводить до погіршення параметричного порушення або навіть його зникнення. Тому необхідною умовою ефективної передачі енергії від хвилі накачування порушуваним хвилям на всьому шляху їхнього поширення є узгодження їхніх фазових швидкостей, або хвильових векторів, тобто = 0:

k1 + k2 = k. (1.26).

Ця умова називається умовою фазового синхронізму і означає, що хвильові вектори і хвильові хитавиці синхронно порушуваних хвиль утворять замкнутий трикутник [1].

При фазовому синхронізмі амплітуди порушуваних, спочатку слабких, хвиль зростають із пройденою відстанню за рахунок енергії накачки:

(1.27).

де: д — коефіцієнт загасання хвилі в лінійному середовищі, Г — коефіцієнт параметричного посилення.

Очевидно, порушення відбувається, якщо поле накачування перевищує поріг:

(1.28).

Фазовий синхронізм, що забезпечує максимальне параметричне посилення, служить своєрідним хвильовим фільтром, що виділяє із усього різноманіття частот визначені пари частот у параметричного генератора світла, що задовольняє (1.26). З (1.26) треба умова для показників заломлення кристала на частотах щн, щ1 й щ2: пн.

(1.29).

другий — порушення незвичайною хвилею накачування звичайної хвилі частоти (і незвичайної хвилі частоти).

У додатньому одноосьовому кристалі також можна підібрати напрямки, у яких виконується умова (1.26) і звичайною хвилею накачування збуджуються дві незвичайні або звичайна й незвичайна хвилі:

(1.30).

(1.31).

Рис. 4. Залежності показника переломлення звичайної п0 і незвичайної пс хвилі від частоти (а) і напрямку поширення (б) в одноосьовому негативному кристалі.

Кут Иc між напрямком хвильових векторів й оптичною віссю кристала, називається кутом синхронізму, є функцією частот накачування й однієї з порушуваних хвиль. Змінюючи напрямок поширення накачування відносно оптичної вісі (повертаючи кристал), можна плавно перебудовувати частоту параметричного генератора світла (рис. 4, а). Існують й інші способи перебудови частоти параметричного генератора світла, пов’язані із залежністю показника заломлення п від температури (рис. 4, б), зовнішнього електричного поля й т.д. Для збільшення потужності параметричного генератора світла кристал поміщають усередині відкритого резонатора, завдяки чому порушувані хвилі пробігають кристал багаторазово за час дії накачування (збільшується ефективна довжина взаємодії, рис. 4). Перебудова частоти такого резонаторного параметричного генератора світла відбувається невеликими стрибками, обумовленими різницею частот, що відповідають поздовжнім модам резонатора. На практиці використаються однорезонаторні П. г. с., у яких зворотний зв’язок за допомогою дзеркал резонатора здійснюється тільки для однієї з порушуваних хвиль, і дворезонаторні П. г. с. зі зворотним зв’язком на обох частотах щ1 й щ2 Поріг самозбудження дворезонаторного П. г. с. визначається добротностями резонаторів Ql і Q2 на частотах щ1 й щ2:

(1.32).

В однорезонаторному П. г. с. поріг порушення вище: т> однак у ньому можна виконувати більше плавну перебудову частоти й він менш вимогливий до стабільності частоти накачування й механічним вібраціям дзеркал й інших елементів [10].

Рис. 5. Залежність довжини хвилі, генерованої параметричним генератором світла, від кута синхронізму (а) і температури Т (б) при л= 0,266 мкм; е — оо.

31 і 32 — дзеркала, що забезпечують зворотний зв’язок (відбиття) для однієї з порушуваних волі - з параметричний генератор світла, або для обох хвиль на частотах щ1 й щ2 — дворезонаторний параметричний генератор світла.

Рис. 6. Нелінійний кристал, поміщений в оптичний резонатор.

В існуючих П. г. с. діапазон головної перебудови довжин хвиль від 0,4 до 16,4 мкм перекривається за допомогою набору оптичних кристалів, що мають різні області оптич прозорості, різні нелінійності, різні пороги руйнування (табл.).

Оптичні характеристики деяких нелінійних кристалів, використовуваних у параметричних генераторах світла [4,6,10,13].

Джерелами накачування служать лазери безперервного, імпульсного й імпульсно-періодичної дії й оптичної гармоніки їхнього випромінювання. Окремі П. г. с. забезпечують перебудову частоти в межах 10%. Особливу цінність П. г. с. із плавною перебудовою частоти представляють для інфрачервоного діапазону спектра. У багатьох країнах випускаються промислові зразки різних П. г. с. Унікальні характеристики П. г. с. (когерентність випромінювання, вузькість спектральних ліній, висока потужність, плавна перебудова частоти) роблять його основним, а часом єдиним приладом для спектроскопічних досліджень (активна спектроскопія й ін.), а також дозволяють використати його для селективного впливу на речовину (у т.ч. біологічне), для контролю забруднення атмосфери й в ін. цілях.