Параметрические генераторы света

        источники когерентного оптического излучения, основным элементом которых является нелинейный кристалл, в котором мощная световая волна фиксированной частоты параметрически возбуждает световые волны меньшей частоты. Частоты параметрически возбуждаемых волн определяются дисперсией света в кристалле. Изменение дисперсии среды, т. е. величины n, позволяет управлять частотой волн, излучаемых П. г. с.

         П. г. с. предложен в 1962 С. А. Ахмановым и Р. В. Хохловым (СССР). В 1965 были созданы первые П. г. с. Джорджмейном и Миллером (США) и несколько позднее Ахмановым и Хохловым с сотрудниками. Световая волна большой интенсивности (волна накачки), распространяясь в кристалле, модулирует его диэлектрическую проницаемость (См. Диэлектрическая проницаемость) ε (см. Нелинейная оптика). Если поле волны накачки: Е_н = Е_ноsin (ω_нt— к_нх + φ_н) (к_н = ω_н/υ_н — Волновое число, φ_н — начальная фаза), диэлектрическая проницаемость ε изменяется по закону бегущей волны: ε = ε₀[1 +m sin (ω_нt + к_нх + φ_н], где m = 4πχЕ_н0/ε₀ называется глубиной модуляции диэлектрической проницаемости, χ— величина, характеризующая нелинейные свойства кристалла. У входной грани (х = 0) кристалла с переменной во времени диэлектрической проницаемостью ε возбуждаются электромагнитные колебания с частотами ω₁ и ω₂ и фазами φ₁, φ₂, связанными соотношениями: ω₁ +ω₂ = ω_н и φ₁+ φ₂ = φ_н, аналогично параметрическому возбуждению колебаний в двухконтурной системе (см. Параметрическое возбуждение и усиление электрических колебаний). Колебания с частотами ω₁, ω₂ распространяются внутри кристалла в виде двух световых волн. Волна накачки отдаёт им свою энергию на всём пути их распространения, если выполняется соотношение между фазами:

         φ_н (х) = φ₁(х) + φ₂(х) + π/2. (1)

         Это соответствует условию фазового синхронизма:

         к₁ + к₂ = к_н. (2)

         Соотношение (2) означает, что волновые векторы волны накачки к_н и возбуждённых волн k₁ и k₂ образуют замкнутый треугольник. Из (2) следует условие для показателей преломления кристалла на частотах ω_н, ω₁, ω₂: n (ω_н) ≥ n (ω₂)+ [n (ω₁) — n (ω₂)] ω₁/ω_н.

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

        

        , (3)

         где δ — коэффициент затухания волны в обычной (линейной) среде. Очевидно, параметрическое возбуждение происходит, если поле накачки превышает порог: n увеличивается с ростом частоты ω, синхронное взаимодействие волн неосуществимо (рис. 1). Однако в анизотропных кристаллах, в которых могут распространяться два типа волн (обыкновенная и необыкновенная), условие фазового синхронизма может быть осуществлено, если использовать зависимость показателя преломления не только от частоты, но и от поляризации волны и направления распространения. Например, в одноосном отрицательном кристалле (см. Кристаллооптика) показатель преломления обыкновенной волны n₀ больше показателя преломления необыкновенной волны n_e, который зависит от направления распространения волны относительно оптической оси кристалла. Если волновые векторы параллельны друг другу, то условию фазового синхронизма соответствует определённое направление, вдоль которого:

         2n_e (ω_н, ϑ_с) = n₀(ω₁) + n₀(ω_н—ω₁),

         2n_e (ω_н,ϑ_с) = n₀(ω₂) + n_e (ω_н—ω₂). (4)

         Угол ϑ_с относительно оптической оси кристалла называется углом синхронизма, является функцией частот накачки и одной из возбуждаемых волн. Изменяя направление распространения накачки относительно оптической оси (поворачивая кристалл), можно плавно перестраивать частоту П. г. с. (рис. 2). Существуют и др. способы перестройки частоты П. г. с., связанные с зависимостью показателя преломления n от температуры, внешнего электрического поля и т.д.

         Для увеличения мощности П. г. с. кристалл помещают внутри открытого резонатора (См. Открытый резонатор), благодаря чему волны пробегают кристалл многократно за время действия накачки (увеличивается эффективная длина кристалла, рис. 3). Перестройка частоты такого резонаторного П. г. с. происходит небольшими скачками, определяемыми разностью частот, соответствующих продольным Модам резонатора. Плавную перестройку можно осуществить, комбинируя повороты кристалла с изменением параметров резонатора.

         Во многих странах организован промышленный выпуск П. г. с. Источником накачки служит излучение Лазера (импульсного и непрерывного действия) или его оптических гармоник. Существующие П. г. с. перекрывают диапазон длин волн от 0,5 до 4 мкм. Разрабатываются П. г. с., перестраиваемые в области λ 10—15 мкм. Отдельные П. г. с. обеспечивают перестройку частоты в пределах 10% от ω_н. Уникальные характеристики П. г. с. (когерентность излучения, узость спектральных линий, высокая мощность, плавная перестройка частоты) превращают его в один из основных приборов для спектроскопических исследований (активная спектроскопия и др.), а также позволяют использовать его для избирательного воздействия на вещество, в частности на биологические объекты.

         Лит.: Ахманов С. А., Хохлов Р. В., Параметрические усилители и генераторы света, «Успехи физических наук», 1966, т. 88, в. 3, с. 439; Ярив А., Квантовая электроника и нелинейная оптика, пер. с англ., М., 1973.

         А. П. Сухоруков.

        

        Рис. 1. Зависимость показателя преломления n от частоты волны ω при нормальной дисперсии.

        

        Рис. 2. а — условие синхронизма в нелинейном кристалле; ϑ — угол между оптической осью кристалла и лучом накачки; ϑ_с — направление синхронизма; б — изменение длины волнового вектора k_н необыкновенной волны накачки и обыкновенных генерируемых волн k₁ и k₂ при повороте кристалла; в — зависимость частот ω₁ и ω₂ генерируемых волн от ϑ.

        

        Рис. 3. Нелинейный кристалл, помещенный в оптический резонатор; З₁ и З₂ — зеркала, образующие резонатор.