ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Генерация кратных, суммарных и разностных гармоник . 237. Отражение волн в нелинейной оптике из "Оптика " Здесь Ni, Nj — заселенности энергетических уровней г, / величины а,7 (со), hj (со) определяют вклад в (1 — х ) и п х. от уровней i, j при единичной разности заселенности Л/,- — Nj, а суммирование производится по всем парам уровней. Из структуры соотношений (235.2), выведенных в предположении о малых значениях интенсивности поля, легко усмотреть два типа возможных причин, обусловливающих появление добавки п А к показателю преломления, а именно, влияние поля на разность заселенностей Ni — Ni и на свойства каждого атома (т. е. на (со), /,7 (со)). [c.833] Значения п , вычисленные по этой формуле для некоторых жидкостей, приведены в первом столбце таблицы. [c.833] Помимо стрикции, плотность может измениться в результате нагревания среды, вызванного поглощением излучения. Эта причина также приводит к зависимости показателя преломления от интенсивности света. [c.833] Поскольку нас интересуют мощности излучения, не нарушающие целостность молекул, поправки к потенциальной энергии (235.5) можно считать сравнительно небольшими. Об этом говорит и тот факт, что для наблюдения самофокусировки и других явлений. [c.835] Коэффициенты Р, у,. .. конкретизироваться не будут, так как их значения, равно как и значения Шо, определяются внутренним строением молекулы и могут быть вычислены только в рамках квантовой теории ). [c.836] Колебательная система, в которой удерживающая сила отличается от квазиупругой, называется ангармонической. Поэтому говорят, что эффекты, обусловленные членами Рх, ух ,. .. в уравнении (235.6), связаны с ангармонизмом электронов молекулы. [c.836] Таким образом, вследствие кубической ангармоничности (член -уг в уравнении (235.6)) световое поле оказывает влияние на поляризуемость молекулы, причем ее изменение пропорционально квадрату амплитуды (или интенсивности) световой волны, что и обусловливает дополнительный вклад в величину щА . [c.837] Значения электронной части коэффициента нелинейности Яа сильно различаются в различных средах. В жидкостях, например, главную роль играют стрикционный и керровский механизм нелинейности, а электронная часть сравнительно невелика. В твердых телах энгармонизм может, быть очень существен, в особенности в случае коротких лазерных импульсов, когда стрикционный механизм не проявляется вследствие инерционности. [c.837] мощное световое поле воздействует и на внешние, и на внутренние степени свободы молекул, изменяя характер соответствующих движений и обусловливая зависимость показателя преломления от интенсивности. Вообще говоря, электромагнитное поле влияет и на межмолекулярное взаимодействие. Последнее обстоятельство особо важно для металлов, ионных кристаллов, полупроводников, где взаимодействие между частицами среды очень велико и играет определяющую роль по отношению ко многим, не только нелинейным оптическим свойствам тела. [c.837] Явления преломления и отражения света с молекулярной точки зрения рассматриваются как результат интерференции падающей волны и вторичных волн, испускаемых молекулами среды благодаря вынужденным колебаниям зарядов, индуцированных падающей волной ( 135). В линейной оптике вынужденные колебания совершаются с частотой внешнего поля, вследствие чего падающая, отраженная и преломленная волны имеют одну и ту же частоту. Если. принимать во внимание ангармоничность колебаний зарядов в молекулах среды, то, как было выяснено в 235, индуцированный полем дипольный момент имеет слагаемые, отвечающие колебаниям с частотами, кратными частоте падающей на среду волны. Поэтому молекулы среды испускают волны и с кратными частотами, и нелинейная среда в целом создает излучение с частотами 2а , Зсо и т. д. Это явление получило название генерации кратных гармоник света. [c.837] МОНИКИ, показанное на рис. 41.6 сплошной линией. Это излучение отделяется от исходного фильтрами 2 или спектральными приборами и регистрируется подходящим приемником излучения 3 (фотографическая пленка, фотоумножитель). Особенно эффектен опыт с применением квантового генератора инфракрасного излучения, например, на неодрмовом стекле К = 1,06 мкм). В этом случае из пластинки 1 выходит пучок ярко-зеленого света = 0,53 мкм). [c.838] Зависимость мощности 20) второй гармоники излучения гелий-неонового лазера от наклона кристалла КОР (6о=41°,5). [c.839] Отмеченные особенности генерации второй гармоники находят простое объяснение, основанное на представлении о сложении волн, испускаемых диполями, индуцированными преломленной волной исходного излучения. Примем за ось Oz направление распространения преломленной волны с частотой о (рис. [c.839] В случае наклонного падения на нелинейную пластинку соотношения (236.4) сохраняют силу, но толщину пластинки й в выражении для разности фаз о/ следует заменить на длину пути д/ соз ф, проходимого волной вдоль направления ее распространения (ф — угол преломления исходной волны). В свете сказанного легко объяснимы колебания мощности второй гармоники, изображенные на рис. 41.7 изменение угла падения ф приводит к изменению угла преломления, что, в свою очередь, изменяет разность фаз ш. Расстоянию между двумя соседними минимумами отвечает изменение г/г на л с помощью графика рис. 41.7 можно вычислить разность Д/г, которая оказывается равной Д/г = 0,025, что согласуется с хорошо известными значениями дисперсии показателя преломления. [c.841] Известно (см. гл. XXVI), что при изменении направления распространения показатель преломления необыкновенной волны изменяется в пределах от Пе (2ы) (перпендикулярно оптической оси) до Пд (2ш) (вдоль оптической оси). Следовательно, при каком-то промежуточном направлении осуществится равенство между показателями преломления обыкновенной первичной волны и необыкновенной вторичной волны. Для указанного направления выполняется условие пространственной синфазности и само оно называется направлением синфазности (или синхронизма). Согласно сказанному ранее, в этом направлении амплитуда второй гармоники принимает максимальное значение. [c.842] Согласно соотношению (236.4) амплитуда Лзш волны с удвоенной частотой пропорциональна квадрату амплитуды падающей волны А и, следовательно, мощность излучения Яз с частотой 2а пропорциональна квадрату мощности Р исходного пучка. Специальные измерения показали, что указанная закономерность имеет место, но только в том случае, когда Яаш составляет небольшую часть от Р. Такое положение вполне естественно, так как энергия второй гармоники черпается из первичной волны и мощность последней уменьшается по мере углубления в среду. Теория вопроса приводит к выводу, что в идеальных условиях (исходный пучок строго параллельный, точно выполнено условие пространственной синфазности) практически всю мощность падающего излучения можно преобразовать в пучок с удвоенной частотой. Однако по ряду причин (неоднородность кристалла, его нагревание, конечная расходимость пучка идр.) этого достичь не удается, и на опыте получают отношение Р ы/Р порядка нескольких десятков процентов. [c.843] Явления генерации кратных, разностных и суммарных гармоник нашли многочисленные научно-технические применения. Ценность этих явлений для лазерной техники обусловлена тем, что удвоение частоты лазерного излучения или смешивание излучений двух лазеров в нелинейной среде позволяет получать мощный поток когерентного света в области спектра, отличной от исходной. Например, удвоение частоты излучения лазеров на красителях, генерирующих в видимой области спектра (см. 231), обеспечивает когерентное излучение с плавной перестройкой частоты в ультрафиолетовой области. Особый интерес представляет смешивание инфракрасного излучения со светом мощных лазеров (рубинового или неодимового). Дело в том, что приемники инфракрасного излучения значительно уступают по чувствительности и инерционности приемникам, применяемым в видимой и ультрафиолетовой областях. В инфракрасной области очень плохо разработана фотография. Смешивание же излучения, например, с Я, = 4 мкм и 0,694 мкм (рубиновый лазер) дает желтый свет с длиной волны 0,591 мкм, который можно регистрировать и визуально, и фотографически, и с помощью фотоумножителя. Таким способом удается регистрировать даже слабое тепловое излучение. [c.845] При падении интенсивного, излучения на границу раздела двух сред в отраженном свете наблюдаются волны не только с частотой падающего излучения, но и с кратными, разностными и суммарными частотами. Будем говорить о случае падения монохроматической плоской волны с частотой о). Опыт показывает, что направления распространения отраженных волн с частотами со и 2о) немного, но все же отличаются друг от друга, причем это отличие зависит от дисперсии показателя преломления среды, в которой распространяется падающая волна. Интенсивность второй гармоники в отраженном свете нД несколько порядков меньше, чем в преломленной волне, и практически не зависит от степени выполнения условия пространственной синфазности. Как и в случае френелевского отражения, амплитуды отраженных волн с частотой 2со зависят от угла падения и ориентации электрического вектора относительно плоскости падения. Наблюдается и аналог явления Брюстера при некотором угле падения для пучка с поляризацией. [c.845] Сам факт существования волны с удвоенной частотой вне нелинейной среды легко объяснить с помощью соображений, уже использовавшихся выше ансамбль диполей, индуцированных первичной волной, испускает волны, сумма которых имеет конечное значение как в нелинейной среде, так и вне ее. Аналогичные соображения привлекаются в рамках молекулярной теории и для объяснения обычного отражения, (см. гл. XXIII). [c.846] Вернуться к основной статье