ПАРАМЕТРИЧЕСКИЙ ГЕНЕРАТОР СВЕТА

ПАРАМЕТРИЧЕСКИЙ ГЕНЕРАТОР СВЕТА

       

источник когерентного оптич. излучения, в к-ром энергия мощной световой волны фиксированной частоты преобразуется в излучение более низкой частоты. Процесс преобразования осуществляется в нелинейной среде (в среде с нелинейной поляризацией) и имеет много общего с параметрич. возбуждением колебаний радиодиапазона. Параметрич. возбуждение в радиодиапазоне происходит в колебат. контуре при модуляции его параметров, обычно ёмкости. Периодич. изменение ёмкости с частотой накачки wн приводит к возбуждению в контуре колебаний с частотой wн/2 (см. ПАРАМЕТРИЧЕСКАЯ ГЕНЕРАЦИЯ И УСИЛЕНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ КОЛЕБАНИИ). Аналогично могут возбуждаться и световые колебания. Однако в этом случае параметрич. явления носят волн. характер и происходят не в контуре с нелинейным конденсатором, а в нелинейной среде. Последнюю можно представить в виде цепочки колебат. контуров с ёмкостью, модулированной бегущей световой волной. Световая волна большой интенсивности частоты wн (волна накачки), распространяясь в среде с квадратичной нелинейностью, модулирует её диэлектрическую проницаемость e (см. НЕЛИНЕЙНАЯ ОПТИКА). Если электрич. поле волны накачки

Eн=Eноsin(wнt-kr+jно),

где k — волновой вектор, jно — нач. фаза; r — пространств. координата точки, то e среды также изменяется по закону бегущей волны:

e=e0(1+msin(wнt-kнr+jно)).

Здесь m=4pcЕно/e0 — глубина модуляции диэлектрич. проницаемости, X — нелинейная диэлектрич. восприимчивость, характеризующая нелинейные св-ва среды, e0 — диэлектрич. проницаемость среды без накачки. В каждой точке среды, куда приходит волна накачки, возбуждаются световые колебания с частотами w1 и w2, связанные с wн соотношением: wн=w1+w2 (аналогично параметрич. возбуждению колебаний радиочастоты в двухконтурной системе). Волна накачки отдаёт им свою энергию наиболее эффективно, если во всей области вз-ствия волн между фазами волн сохраняется соотношение:

yн(r)=j1(r)+j2(r). (1)

Т. к. в бегущих волнах фазы изменяются в пр-ве по закону y(r)=-kr+j0, то из (1) следует т. н. условие фазового (или волнового) синхронизма:

kн=k1+k2. (2) Соотношение (2) означает, что волн. векторы волны накачки kн и возбуждаемых волн k1 и k2 образуют треугольник, причём kн?k1+k2. Равенство соответствует распространению волн в одном направлении.

При фазовом синхронизме амплитуды возбуждаемых волн по мере их распространения в глубь среды непрерывно увеличиваются:

E=E0exp(((m/2)?(k1k2)-d)x), (3)

где б — коэфф. затухания волны в обычной (линейной) среде, х — расстояние, проходимое световой волной в среде. Параметрич. возбуждение света происходит, если поле накачки превышает порог: <<Ено>(d/px)?(k1k2). Условие синхронизма (2) выполняется, если показатели преломления nн, n1 и n2 среды для частот wн, w1 и w2 удовлетворяют неравенству:

(nн-n1)w1+(nн-n2)w2?0. (4) В среде с норм. дисперсией, когда n увеличивается с ростом частоты w, параметрич. генерация света неосуществима, Т. К. nн>n1 и nн>n2.

Для выполнения условия синхронизма необходимо, чтобы среда обладала аномальной дисперсией — полной: nн

Такой средой могут служить анизотропные кристаллы, в к-рых могут распространяться два типа волн — обыкновенная о и необыкновенная в (см. КРИСТАЛЛООПТИКА, ДВОЙНОЕ ЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ).

Рис. 1. Зависимость показателя преломления для обыкновенной n° и необыкновенной n волн в одноосном кристалле от частоты со в случае полной (о) и частичной (б) аномальной дисперсии.

Условие фазового синхронизма может быть осуществлено, если использовать зависимость показателя преломления необыкновенной волны nе в кристалле не только от частоты, но и от направления распространения. Напр., в одноосном отрицат. кристалле показатель преломления обыкновенной волны n° больше пе (волны накачки), зависящего от направления и распространения относительно оптич. оси кристалла. Если волн. векторы параллельны друг другу, то условию фазового синхронизма соответствует определ. направление в кристалле, вдоль к-рого:

Рис. 2. а — условие синхронизма в нелинейном кристалле, qс — угол синхронизма; б — изменение длин волн. векторов необыкновенной волны накачки kн и обыкновенных волн k1 и k2 при повороте кристалла; в — зависимость частот (w1 и w2, для к-рых выполняется условие синхронизма, от q.

Угол qс между этим направлением и оптич. осью кристалла наз. углом синхронизма. Он зависит от частот накачки wн и одной из возбуждаемых волн w1 или w2. Изменяя угол q между направлением распространения волны накачки и оптич. осью кристалла, т. е. поворачивая кристалл, можно перестраивать частоту П. г. с. (рис. 2). Существуют и др. способы перестройки частоты П. г. с., связанные с зависимостью n от темп-ры, внеш. электрич. поля и т. д.

Нарастание амплитуд синхронно возбуждаемых волн с расстоянием по экспоненциальному закону (3) происходит в П. г. с. бегущей волны. Однако в таких П. г. с. достаточно большую мощность излучения на перестраиваемых частотах можно получить в очень протяжённых кристаллах диаметром порядка десятков или сотен см. Для увеличения мощности П. г. с. нелинейный кристалл помещают внутри оптического резонатора, благодаря чему волны пробегают кристалл многократно, т. е. за время действия импульса накачки увеличивается эфф. длина кристалла (рис. 3). В процессе возбуждения световых колебаний в резонаторном П. г. с. их амплитуды нарастают во времени до тех пор, пока от волны накачки не будет забираться значит. доля энергии. Перестройка частоты резонаторного П. г. с. происходит небольшими скачками, определяемыми разностью частот, соответствующих продольным модам резонатора.

Рис. 3. Схема резонаторного параметрич. генератора света: З1 и З2 — зеркала, образующие резонатор для обеих генерируемых волн или для одной из них.

Плавную перестройку частоты можно осуществить, комбинируя повороты кристалла, его нагрев, воздействие внеш. электрич. поля с изменением параметров резонатора. Существуют однорезонаторные схемы П. г. с., в к-рых резонатор имеется только для одной из возбуждаемых световых волн, и двухрезонаторные схемы П. г. с., где есть резонаторы для обеих возбуждаемых волн.

П. г. с. предложен в 1962 С. А. Ахмановым и Р. В. Хохловым. В 1965 созданы первые П. г. с. Джорджмейном и Миллером (США) и несколько позднее Ахматовым и Хохловым с сотрудниками. Источником накачки в П. г. с. служит лазер. Особое значение П. г. с. имеют для ИК области спектра. П. г. с. работают в диапазонах длин волн 1,45—4,2 мкм, 8—10 мкм и 16 мкм. П. г. с. обеспечивают перестройку частоты в пределах 10—20%. Уникальные хар-ки П. г. с.: когерентность излучения, узость спектр. линий, высокая мощность, плавная перестройка частоты — делают его одним из осн. приборов нелинейной спектроскопии (активная спектроскопия и др.), а также позволяют использовать его для селективного воздействия на в-во, в частности на биол. объекты.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

ПАРАМЕТРИЧЕСКИЙ ГЕНЕРАТОР СВЕТА

- источник когерентного оптич. излучения, в к-ром мощная световая волнаодной частоты (частоты накачки), проходя через нелинейный кристалл, преобразуетсяв световые волны других, меньших частот. Частоты параметрически возбуждаемыхволн определяются дисперсией света в кристалле и при её изменении могутплавно перестраиваться при фиксиров. частоте накачки.
П. г. с. предложен в 1962 С. А. Ахмановыми Р. В. Хохловым. Первые эксперим. П. г. с. были созданы в 1965 Дж. Джордмейном(J. Giordmaine) и Р. Миллером (R. Miller), С. А. Ахмановым и Р. В. Хохловымс сотрудниками.
Т. к. размеры нелинейного кристалла многобольше длины световой волны, то процесс параметрич. возбуждения в оптикеносит ярко выраженный волновой характер. Под действием электрич. поля . световой волны большой интенсивности меняется диэлектрич. проницаемостьe нелинейногокристалла:где -квадратичная восприимчивость (см. Нелинейная оптика). Если полеволны накачки где -волновое число, а - нач. фаза, то диэлектрич. проницаемость модулируется по закону бегущейволны:

где паз. глубиной модуляции, характерная величина к-рой в оптике равна 10^-710^-5.У входной грани кристалла ( х = 0) с переменной во времени диэлектрич. <проницаемостью (1) из шумов возбуждаются эл.-магн. колебания с частотами и и фазами и связаннымисоотношениями

аналогично параметрич. возбуждению колебанийв двухконтурной системе (см. Параметрическая генерация и усиление электромагнитныеколебаний).
Колебания с частотами и распространяясьв глубь кристалла в виде двух световых волн с волновыми векторами k₁ и k₂, взаимодействуют с волной накачки. Если не принятьспец. мер, то на расстоянии х оптимальные фазовые соотношения (2)изменятся вследствие дисперсии на величину где k_H- k₁ - k₂ - расстройка волновых векторов, <что приводит к ухудшению параметрич. возбуждения или даже его исчезновению. <Поэтому необходимым условием эфф. передачи энергии от волны накачки возбуждаемымволнам на всём пути их распространения является согласование их фазовыхскоростей, или волновых векторов, т. е.- 0:

k₁ + k₂= k_H. (3)

Это условие, наз. условием фазового синхронизма, <означает, что волновые векторы волны накачки и синхронно возбуждаемых волнобразуют замкнутый треугольник.
При фазовом синхронизме амплитуды возбуждаемых, <сначала слабых, волн возрастают с пройденным расстоянием за счёт энергиинакички:
где -коэф. затухания волны в линейной среде,- коэф. параметрич. усиления. Очевидно, возбуждение происходит, если поленакачки превышает порог:
Фазовый синхронизм, обеспечивающий макс. <параметрич. усиление, служит своеобразным волновым фильтром, выделяющимиз всего многообразия частот + = определ. <пару частот в П. г. с., удовлетворяющую (3). Из (3) следует условие дляпоказателей преломления кристалла на частотах и : п _н< n₁, n₂ или n₁<n _н < n₂ В кристаллах с нормальнойдисперсией, когда показатель преломления увеличивается с ростом частоты синхронное пара-метрич. взаимодействие оптич. волн не осуществимо обычнымспособом, т. к. п _нn_l, n₂. Напрактике условие фазового синхронизма может быть осуществлено в анизотропныхкристаллах, если использовать зависимость показателя преломления не толькоот частоты, но и от поляризации волны и направления распространения. Напр.,в одноосном отрицат. кристалле показатель преломления обыкновенной волны п ₀ больше показателя преломления необыкновенной волны п _с, к-рый зависит также от направления распространенияотносительно оптич. оси кристалла (рис. 1). Используя дисперсию анизотропногокристалла, можно подобрать направления, в к-рых выполняется условие фазовогосинхронизма. В этом случае возможны два типа парамстрич. взаимодействиясветовых волн: первый - возбуждение необыкновенной волной накачки двухобыкновенных волн:

второй - возбуждение необыкновенной волнойнакачки обыкновенной волны частоты и необыкновенной волны частоты :

В положит. одноосном кристалле также можноподобрать направления, в к-рых выполняется условие (3) и обыкновенной волнойнакачки возбуждаются две необыкновенные или обыкновенная и необыкновеннаяволны:

Рис. 1. Зависимости показателя преломленияобынновенной п ₀ и необыкновенной п _с волнот частоты (а) и направления распространения (б) в одноосном отрицательномкристалле.

Угол между направлением волновых векторов и оптич. осью кристалла, наз. угломсиихронизма, является ф-цией частот накачки и одной из возбуждаемых волн. <Изменяя направление распространения накачки относительно оптич. оси (поворачиваякристалл), можно плавно перестраивать частоту П. г. с. (рис. 2,а). Существуюти др. способы перестройки частоты П. г. с., связанные с зависимостью показателяпреломления п от темп-ры (рис. 2,б), внеш. электрич. поляи т. д.
Для увеличения мощности П. г. с. кристаллпомещают внутри открытого резонатора, благодаря чему возбуждаемые волныпробегают кристалл многократно за время действия накачки (увеличиваетсяэфф. длина взаимодействия, рис. 3). Перестройка частоты такого резонаторногоП. г. с. происходит небольшими скачками, определяемыми разностью частот, <соответствующих продольным модам резонатора. На практике используются одпорезонаторныеП. г. с., в к-рых обратная связь с помощью зеркал резонатора осуществляетсятолько для одной из возбуждаемых волн, и двухрезонаторные П. г. с. с обратнойсвязью на обеих частотах и Порогсамовозбуждения двухрезонаториого
П. г. с. определяется добротностями резонаторов Q_l и Q₂ на частотах и :. В однорезонатор-номП. г. с. порог возбуждения выше: тоднаков нём можно выполнять более плавную перестройку частоты и он менее требователенк стабильности частоты накачки и механич. вибрациям зеркал и др. элементов.

Рис. 2. Зависимость длины волны, генерируемойпараметрическим генератором света, от угла синхронизма ( а )и температуры Т (б )при =0,266 мкм; е - оо.

Рис. 3. Нелинейный кристалл, помещённыйв оптический резонатор. 3₁ и 3₂ - зеркала, <обеспечивающие обратную связь (отражение) для одной из возбуждаемых воли- однорезона-торный параметрн-чееский генератор света, или для обеих волнна частотах и -двухрезонаторный параметрический генератор света.

В существующих П. г. с. диапазон главнойперестройки длин волн от 0,4 до 16,4 мкм перекрывается с помощью набораоптич. кристаллов, имеющих разные области оптич. прозрачности, разные нелинейности, <разл. пороги разрушения (табл.).

Оптические характеристики некоторыхнелинейных кристаллов, используемых в параметрических генераторах света

Материал	Диапазон прозрачности, <мкм	Нелинейность (2)/n3 х10-18, ед. CGSE	Пороговая интенсивностьразрушения, МВт/см 2
ADP	0,2 - 1,1	0,8	500
КDP	0,22 - 1 , 1	0,8	500
LiNbO3	0,35 - 5,0	30	40
Ba2NaNb5O15	0,4 - 5,0	180	10-60
Ag3AsSa	0,64 - 13	100	20
CdSe	0,75 - 25	280	40

Источниками накачки служат лазеры непрерывного, <импульсного и импульсно-периодич. действия и оптич. гармоники их излучения. <Отд. П. г. с. обеспечивают перестройку частоты в пределах 10% от Особую ценность П. г. с. с плавной перестройкой частоты представляют дляИК-диапазона спектра. Во мн. странах выпускаются промышленные образцы разл. <П. г. с. Уникальные характеристики П. г. с. (когерентность излучения, узостьспектральных линий, высокая мощность, плавная перестройка частоты) делаютего основным, а порой единственным прибором для спектроскопич. исследований(активная спектроскопия и др.), а также позволяют использовать его дляселективного воздействия на вещество (в т. ч. биологическое), для контролязагрязнения атмосферы и в др. целях.

Лит.: Ахманов С. А., Хохлов Р. В.,Параметрические усилители и генераторы света, "УФН", 1966, т. 88, с. 439;Ярив А., Квантовая электроника, пер. с англ., 2 изд., М., 1980; Фишер Р.,Кулевский Л. А., Оптические параметрические генераторы света, "Квантоваяэлектроника". 1977, т. 4, № 2, с. 245; Параметрические генераторы светаи пикосекундная спектроскопия, Вильнюс, 1983.

Л. П. Сухорукое.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.