Прикладная нелинейная оптика: Генераторы второй гармоники и параметрические генераторы света - Дмитриев В.Г.
Скачать (прямая ссылка):
Таким образом, учет генерации свободных носителей сводится к тому, что в третьем уравнении системы (3.3.6) вместо (Л&о -f- Д&тс) следует использовать (Ak'0 -f- Д&тс + Л&гсн). Согласно теории эффекта генерации свободных носителей [28]
д*гсн =— 3<7“2>
где
q = M2 Р22 т (т~1 -\-т^ ') S\)2cnh м§ аа10
Здесь е — заряд электрона; т — время жизни свободных носителей; те и trih — эффективные массы электрона проводимости и дырки.
Фотопреломление (фоторефрактивный эффект). В 1966 г. был обнаружен эффект влияния интенсивного освещения на двулучепреломление в сегнетоэлектриках [28]. При прохождении через сегнетоэлектрический кристалл интенсивного светового пучка происходит (в пределах объема, занятого пучком) обратимое изменение величины двулучепре-ломления В = пе — п0, главным образом, за счет изменения показателя преломления необыкновенной волны пе. Это изменение достигает значений 10-5 -f- 10~3 (кристалл LiNb03). Указанный эффект получил название фоторефрак-тивного (эффект фотопреломления). Его называют также эффектом наведенной оптической неоднородности показателя преломления и эффектом оптического искажения (optical damage).
Не проводя сколь-либо детального обсуждения достаточно сложной физической картины рассматриваемого эффекта, отметим лишь исторически первую физическую модель [29]. Согласно этой модели при освещении сегнетоэлект-рика возникают возбужденные с некоторых уровней носители, которые под действием внутреннего поля, всегда существующего внутри сегнетоэлектрика, перемещают-
(3.3.9)
(3.3.10)
174
Гл. 3. Специальные вопросы генерации второй гармоники
ся на периферию светового пучка и там захватываются глубокими уровнями. Объемное разделение зарядов приводит к появлению локального поля и, как следствие, к локальному изменению показателя преломления за счет электро-оптического эффекта Поккельса в этом поле.
Говоря о влиянии эффекта фотопреломления на генерацию второй гармоники, будем рассматривать кристалл LiNb03. В качестве источника основного излучения применяют лазер на ИАГ: Nd3+, а также аргоновый лазер. Фотопреломление возникает только на частоте второй гармоники. Зависимость стационарного (установившегося**) изменения двулучепреломления ДВСТ от плотности мощности второй гармоники качественно различна для непрерывных и частотных импульсных лазеров.
Для непрерывного аргонового лазера эта зависимость показана на рис. 3.15 [29]. При < 100 Вт/см2 зависимость является линейной (АВСТ ~ S2); при достаточно больших значениях S2 функция А?ст (52) выходит на насыщение. При S2 « 500 Вт/см2 реализуется А?ст « 10“3.
Для частотного импульсного лазера на ИАГ: Nd3+B режиме модуляции добротности рассматриваемая зависимость показана рис. 3.16 [30], где S2 — пиковая плотность мощности второй гармоники. Отметим, что частота следования импульсов (а следовательно, и средняя плот-
*) Время установления зависит от S2. Так, при S2~20 МВт/см2 в импульсном режиме этр время равно 2 мин, а при J00 МВт/см2 —-20 с.
3.3. Дополнительные ограничивающие факторы
ность мощности) в данном случае несущественна. При
52 < 100 МВт/см2 зависимость АВСТ (S2) имеет корневой характер:
АВст = ФУ^, где Ф = 0,58 • 10“5 см/МВт1 /2. (3.3.11)
При более высоких значениях S2 зависимость ЛВст (S2) становится линейной. Согласно (3.3.11) при 52« 100 МВт/см2 реализуется А?ст я* 10-4.
Заметим, что представленные на рис. 3.15 и 3.16 зависимости являются эмпирическими. Теория эффекта фотопреломления пока не дает возможности рассчитать эти зависимости.
Волновая расстройка, обусловленная фотопреломлением. Учет фотопреломления при рассмотрении генерации Второй гармоники сводится (как и при учете тепловых са-мовоздействий или генерации свободных носителей) к появлению в уравнении для обобщенной фазы дополнительной расстройки А&фП. Эта расстройка выражается через А?ст по формуле (3.1.2):
Д?фП = 4яДАстМа. (3.3.12)
Предположим, что используется импульный лазер периодического действия, причем S2 <. 100 MBt/см2. Учитывая, что в этом случае имеет место зависимость (3.3.11), перепишем (3.3.12) в виде
Д&фл = 4яФ/5А, (3.3.13)
или
Д&фп = Фа2» (3.3.14)
где _____
ф = ф|/'2лсп2/А1. (3.3.15)
Фазовый портрет процесса генерации второй гармоники при наличии фотопреломления; оптимальный режим. Будем исходить из результата (2.4.5), который при наличии фотопреломления принимает с учетом (3.3.14) вид
С-----(Afe+qg,)ai \ja2(U2—al). (3.3.16)
При использовании (2.4.5) предполагается ряд соответствующих упрощений, в рамках которых будет рассматриваться задача: модель плоских волн, квазистатическое приближение, пренебрежение апертурными эффектами, тепловыми
176
Гл. 3. Специальные вопросы генерации второй гармоники
самовоздействиями, нелинейным поглощением и. т. д. Распределение интенсивности основного излучения на входе кристалла принимается прямоугольным как во времени, так и в пространстве. Такое упрощение делает используемую математическую модель в значительной мере неадекватной реальной ситуации. Тем но менее, оно позволяет выявить практически важные качественные особенности процесса генерации второй гармоники в условиях фотопреломления.
