Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике - Петров М.П.
Скачать (прямая ссылка):
Можно говорить, что внутримодовые процессы дифракции происходят с сохранением типа поляризации световой волны, а меж-модовые — с изменением типа поляризации. В частности, в дву-преломляющем ФРК внутримодовая дифракция происходит с сохранением типа линейной поляризации света (обыкновенной или необыкновенной), в оптически- активном — с сохранением направления циркулярной поляризации света. В межмодовых же процессах дифракции, наоборот, наблюдается изменение типа поляризации:» обыкновенной на необыкновенную (или наоборот) или соответственно правоциркулярно поляризованную на левоциркулярно поляризованную (или наоборот).
82
5.2.1. Брэгговские условия для межмодовой дифракции
Проиллюстрируем особенности выполнения брэгговских условий для указанных собственных типов дифракции на простейшем модельном примере, когда поверхность волновых векторов ФРК расщеплена на две концентрические сферы. Предположим, что для записи элементарной синусоидальной голограммы с волновым вектором К по симметричной схеме были использованы световые волны какой-то одной из указанных выше поляризаций с большим показателем преломления пг (рис. 5.4, а).
Естественно, что внутримодовый процесс дифракции световых пучков с той же самой поляризацией будет наблюдаться при тех же углах падения 0'. Второй внутримодовый процесс дифракции (при взаимно ортогонально-поляризованных световых пучках с показателем преломления п2) наблюдается здесь также при том же угле падения считывающего пучка. Требуемое изменение в угле распространения света в объеме кристалла возникает автоматически за счет изменения угла преломления ортогонально-поляризованного считывающего пучка.
Что касается межмодовых процессов дифракции на записанной таким образом решетке, то они должны наблюдаться уже при иных углах падения света на поверхность кристалла. Простое геометрическое рассмотрение [5.16] приводит к следующим выражениям для синусов брэгговских углов падения считывающих световых волн с большим (0i) и меньшим (0г) показателем преломления (рис. 5.4, б):
6; = iarcsin fsin 6' + ,
1 L 4sm0' J
о, , • Г • a- (n1 — n2)(n1Jrn2)~\ (5.12)
0; = ±arcsin sm0 ——- --- .
|_ 4sm0' J
Отметим, что при
0' = arcsin V(«i — «2) («1+«г)/8 (5.13>-
02 оказывается равным 0'. Это означает [5.16], что в процессе записи решетки световыми пучками с меньшим показателем преломления я2 при таких углах падения одновременно наблюдаются два межмодовых процесса дифракции (рис. 5.4, в). В современной литературе этот процесс обычно называется анизотропной самодифрак-цией. Экспериментально анизотропная самодифракция наблюдалась, в сегнетоэлектрических ФРК LiNb03 [5.16, 5.22], BaTi03 [5.23] и KNb03 [5.24].
Следует отметить, что в двупреломляющих сегнетоэлектрических кристаллах Ant ~ 10-1—10~2 и брэгговские углы падения для межмодовой и внутримодовой дифракции отличаются существенным образом [5.16, 5.22—5.24] (рис. 5.6). В свою очередь в кубических оптически активных кристаллах расщепление поверхности волновых векторов весьма невелико (Апс ж 0.8 • 10“4 в BSO при Я л; 0.5 мкм). Поэтому брэгговские углы падения для наблюдения межмодовой дифракции, как правило, лишь незначительно отли-
6*
в
к к к
Рис. 5.4. Векторные диаграммы, иллюстрирующие равенство брэгговских углов падения 0' для различных внутримодо-вых процессов дифракции в симметричной схеме эксперимента (а), различие в брэгговских углах падения для вну-тримодового 0' и межмодового 0]',2 дифракционных процессов (б), возможность одновременного наблюдении внутримодо-вой и межмодовой дифракции для каждого из световых пучков, записывающих голограмму в двупреломляющем ФРК,— анизотропная самодифракция (в).
-Z
у м. мин
-1
Рис. 5.5. Тонкая структура брэгговского максимума, наблюдаемая при дифракции линейно поляризованного светового пучка на элементарной синусоидальной решетке в кубическом оптически активном ФРК BSO с ориентацией (НО) [5.20].
а —К Ц [001 ]. 6 — К || [110]. \ = 633 нм, d ^ 7 мм. Стрелки указывают состояния поляризации гтроднфрагировавшего света в соответствующих дифракционных максимумах.
84
Рис. 5.6. Зависимость брэгговского угла падения для меж-модовой дифракции 0' от угла падения записывающих пучков ±0', наблюдаемая в LiNb03 : Fe [.5.4].
Симметричная схема записи, ось «с перпендикулярна к плоскости падения, X = 442 нм.
8, град
чаются от углов падения световых пучков при записи голограммы или, что то же самое, при наблюдении внутримодовой дифракции. Фактически это приводит к расщеплению брэгговского максимума дифракции на ряд близко расположенных пиков, поляризованных различным образом [5.20, 5.21] (рис. 5.5).
5.3. Анизотропные фазовые голограммы в ФРК
Второй важнейшей отличительной чертой ФРК является существенно анизотропная природа формируемых в них фазовых голограмм. Это — прямое следствие анизотропии линейного электрооптического эффекта [5.15, 5.25], благодаря которому происходит трансформация пространственно-периодического поля голограммы в фазовый рельеф, и формально означает, что амплитуда такой решетки описывается тензорной величиной As®. По существу же подобная анизотропная фазовая решетка (в противоположность решетке показателя преломления (5.1)) представляет собой периодические вариации локальной оптической анизотропии среды, в которой она записана.
