Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Одним из наиболее впечатляющих экспериментов нелинейной оптики яв:яется превращение красного луча в синий при прохождении через нелинейный кристалл. Это характерный пример образования второй гармоники за счет нелинейных эффектов; его теория строится в духе общих идей § 15.6. Такой эксперимент впервые поставили Франкен, Хилл, Петерс и Вайнрайх [1]. Полное изложение теории дано Яривом [1, гл. 21]. Отметим кратко основные моменты. В этом случае соответствующим нелинейным эффектом является квадратичная зависимость $\mathbf{P}$ от $\mathbf{E}$ и предполагается, что компоненты $\mathbf{P}$ задаются соотношениями Такое поведение (с ненулевыми $d_{i j k}$ при неравных между собой $i, j$ и $k$ ) демонстрирует, например, дигидрофосфат аммония. Анизотропия этого соотношения соответствует анизотропии кристалла. Для трехмерного варианта уравнения (16.4) оно моделируется несимметричной потенциальной ямой В общем случае вследствие дисперсии величина $n_{0}$ зависит от частоты $\omega$, но коэффициенты $d_{i j k}$, как правило, от $\omega$ не зависят. Однако, в случае когда существует несколько взаимодействующих мод с различными частотами, необходима известная осторожность при непосредственном использовании соотношения (16.62), поскольку $n_{0}$ зависит от $\omega$. В то же время если $P_{i}$ расщепляется на две части $P_{i}=P_{i}^{\prime}+P_{i}^{\prime \prime}$, где $P_{i}^{\prime}$ относится к линейной части, а $P_{i}^{n}$ — к нелинейной, мы знаем, что для любой отдельной частоты где $k(\omega)$ — соответствующее волновое число для линейных волн. Рассмотрим теперь ряд взаимодействующих плоских волн, $y$ и $z$-компоненты которых соответственно равны здесь $\alpha= \pm 1, \pm 2, \ldots$, и $k_{n}, \omega_{n}$ удовлетворяют линейному дисперсионному соотношению. Подставив эти выражения в (16.63), получим Нелинейный член $\mathbf{P}^{\prime \prime}$ приводит к модуляциям амплитуд $\mathbf{A}^{(\alpha)}$. Предполагается, что эти модуляции медленные по сравнению с периодом волны и что вторыми производными по $x$ можно пренебречь. Полагая имеем Для трех взаимодействующих волн с частотами, удовлетворяющими условию резонанса члены, пропорциональные $e^{i \omega_{1} t}$, дают Аналогичным образом Если предположить, что первоначально при $x=0$ амплитуда $\mathbf{A}^{(3)}=0$ и что первичные волны $\mathbf{A}^{(1)}$ и $\mathbf{A}^{(2)}$ очень мало ослабляются взаимодействием, то в уравнении для $d \mathbf{A}^{(3)} / d x$ можно считать $\mathbf{A}^{(1)}$ и $\mathbf{A}^{(2)}$ постоянными и получить Амплитуда пропорциональна ( $\sin (1 / 2 x \Delta k)) /\left({ }^{1} / 2 \Delta k\right)$. Если взаимодействующие волны удовлетворяют условию резонанса точно, то сначала амплитуда $\mathbf{A}^{(3)}$ возрастает линейно по $x$, но затем следует включить в рассмотрение другие уравнения взаимодействия (из которых следует, что $\mathbf{A}^{(1)}$ и $\mathbf{A}^{(2)}$ уменьшаются по мере возрастания $\left.\mathbf{A}^{(3)}\right)$. Энергия осциллирует между взаимодействующими модами. На последующих стадиях необходимо учитывать затраты энергии на образование гармоник высших порядков, а также диссипацию энергии. Рассмотрим генерацию второй гармоники. Вторая гармоника образуется за счет самодействия, для которого В нормальных условиях, однако, $\Delta k=k(2 \omega)-2 k(\omega) эквивалентно условию где индексы ( $e$ ) и (0) отвечают необыкновенному и обыкновенному лучам соответственно. Изменение коэффициентов $n^{(e)}(2 \omega)$ и $n^{(0)}(\omega)$ при изменении угла между волновым вектором и оптической осью показано на рис. 16.1. Вектор $\mathrm{k}$ изображен в положении, обеспе- чивающем требуемый резонанс. Для луча рубинового лазера $\left(\lambda=6940 \AA\right.$ ) в кристалле дигидрофосфата калия угол равен $50,4^{\circ}$. Все детали, а также возможные альтернативы приводятся в книге Ярива [1]. Рис. 16.1. Схема согласования обыкновенного и необыкновенного лучей. При таких улучшениях условия резонанса эксперименты прекрасно подтверждают теорию. Замечательная фотография, сделанная Терхуном, воспроизведена на фронтисписе книги Ярива.
|
1 |
Оглавление
|