Наша сеть партнеров Banwar
Параметр і етичні генер а тори св е та, джерела когерентного оптичного випромінювання, основним елементом яких є нелінійний кристал, в якому потужна світлова хвиля фіксованої частоти параметрично збуджує світлові хвилі меншої частоти. Частоти параметрично порушуваних хвиль визначаються дисперсією світла в кристалі. Зміна дисперсії середовища, т. Е. Величини n, дозволяє управляти частотою хвиль, випромінюваних П. р с.
П. р с. запропонований в 1962 С. А. Ахмановим і Р. В. Хохловим (СРСР). У 1965 були створені перші П. р с. Джорджмейном і Міллером (США) і дещо пізніше Ахмановим і Хохловим з співробітниками. Світлова хвиля великої інтенсивності (хвиля накачування), поширюючись в кристалі, модулює його діелектричну проникність e (див. нелінійна оптика ). Якщо поле хвилі накачування: Е н = Е ноsin (wн t- до н х + j н) (до н = wн / Uн - хвильове число , J н - початкова фаза), діелектрична проникність e змінюється за законом біжучої хвилі: e = e 0 [1 + m sin (wн t + до н х + j н], де m = 4 pc Е н0 / e0 називається глибиною модуляції діелектричної проникності, c - величина, що характеризує нелінійні властивості кристала. Біля вхідних межі (х = 0) кристала зі змінною в часі діелектричної проникністю e збуджуються електромагнітні коливання з частотами w 1 і w 2 і фазами j 1, j 2, пов'язаними співвідношеннями: w 1 + w2 = w н і j 1 + j 2 = j н, аналогічно параметричного збудження коливань в двухконтурной системі (див . Параметричне збудження і посилення електричних коливань ) .Колебанія з частотами w 1, w 2 поширюються усередині кристала у вигляді двох світлових хвиль. Хвиля накачування віддає їм свою енергію на всьому шляху їх поширення, якщо виконується співвідношення між фазами:
j н (х) = j1 (х) + j2 (х) + p / 2. (1)
Це відповідає умові фазового синхронізму:
до 1 + до 2 = до н. (2)
Співвідношення (2) означає, що хвильові вектори хвилі накачування до н і збуджених хвиль k 1 і k 2 утворюють замкнене трикутник. З (2) випливає умова для показників заломлення кристала на частотах w н, w 1, w 2: n (wн) ³ n (w2) + [n (w1) - n (w2)] w 1 / wн.
При фазовому синхронізмі амплітуди порушуваних хвиль у міру їх поширення в кристалі безперервно збільшуються:
, (3)
де d - коефіцієнт загасання хвилі в звичайній (лінійної) середовищі. Очевидно, параметричне збудження відбувається, якщо поле накачування перевищує поріг: 
. У середовищі з нормальною дисперсією, коли показник заломлення n збільшується зі зростанням частоти w, синхронне взаємодія хвиль нездійсненно (рис. 1). Однак в анізотропних кристалах, в яких можуть поширюватися два типи хвиль (звичайна і незвичайна), умова фазового синхронізму може бути здійснено, якщо використовувати залежність показника заломлення не тільки від частоти, а й від поляризації хвилі і напрямку поширення. Наприклад, в одноосьовому негативному кристалі (див. Крісталлооптіка ) Показник заломлення звичайної хвилі n 0 більше показника заломлення незвичайної хвилі n e, який залежить від напрямку поширення хвилі відносно оптичної осі кристала. Якщо хвильові вектори паралельні один одному, то умові фазового синхронізму відповідає певний напрям, уздовж якого:
2 n e (wн, J с) = n 0 (w1) + n 0 (wн- w1),
2 n e (wн, Jс) = n 0 (w2) + n e (wн- w2). (4)
Кут J з відносно оптичної осі кристала називається кутом синхронізму, є функцією частот накачування і одній з порушуваних хвиль. Змінюючи напрям поширення накачування відносно оптичної осі (повертаючи кристал), можна плавно перебудовувати частоту П. р с. (Рис. 2). Існують і ін. Способи перебудови частоти П. р с., Пов'язані із залежністю показника заломлення n від температури, зовнішнього електричного поля і т.д.
Для збільшення потужності П. р с. кристал поміщають усередині відкритого резонатора , Завдяки чому хвилі пробігають кристал багато разів за час дії накачування (збільшується ефективна довжина кристала, рис. 3). Перебудова частоти такого резонатора П. р с. відбувається невеликими стрибками, обумовленими різницею частот, відповідних поздовжнім модам резонатора. Плавну перебудову можна здійснити, комбінуючи повороти кристала із зміною параметрів резонатора.
У багатьох країнах організований промисловий випуск П. р с. Джерелом накачування служить випромінювання лазера (Імпульсного і безперервного дії) або його оптичних гармонік. Існуючі П. р с. перекривають діапазон довжин хвиль від 0,5 до 4 мкм. Розробляються П. р с., Перебудовуються в області l 10-15 мкм. Окремі П. р с. забезпечують перебудову частоти в межах 10% від w н. Унікальні характеристики П. р с. (Когерентність випромінювання, вузькість спектральних ліній, висока потужність, плавна перебудова частоти) перетворюють його в один з основних приладів для спектроскопічних досліджень (активна спектроскопія і ін.), А також дозволяють використовувати його для виборчого впливу на речовину, зокрема на біологічні об'єкти.
Літ .: Ахманов С. А., Хохлов Р. В., Параметричні підсилювачі і генератори світла, «Успіхи фізичних наук», 1966, т. 88, ст. 3, с. 439; Ярів А., Квантова електроніка і нелінійна оптика, пер. з англ., М., 1973.
А. П. Сухоруков.
Мал. 3. Нелінійний кристал, поміщений в оптичний резонатор; З1 і З2 - дзеркала, що утворюють резонатор.
Мал. 2. а - умова синхронізму в нелінійному кристалі; J - кут між оптичною віссю кристала і променем накачування; J з - напрямок синхронизма; б - зміна довжини хвильового вектора k н незвичайної хвилі накачування і звичайних хвиль, що генеруються k 1 і k 2 при повороті кристала; в - залежність частот w 1 і w 2 хвиль, що генеруються від J.
Мал. 1. Залежність показника заломлення n від частоти хвилі w при нормальній дисперсії.