Фізичний енциклопедичний словник.
Пов'язані словники
Оптичні гармоніки.
Генерація оптич. гармонік має багато спільного з множенням частоти в нелінійних елементах радіопристроїв, проте в оптиці ці ефекти явл. результатом вз-ствия із середовищем не коливань, а хвиль. світло поширюється в середовищі, розміри L до-рой істотно перевищують , сумарний ефект генерації гармонік на виході залежить від фазових співвідношень між осн. хвилею та гармоніками всередині середовища; з'являється своєрідна інтерференція, здатна або посилити, або послабити ефект. Очікується, що вз-ствие двох хвиль, напр. і 2, максимально, а отже, максимальне і перекачування енергії від осн. хвилі до гармоніки 2, якщо їх фазові швидкості дорівнюють (умова
Мал. 2. Переріз поверхонь показників заломлення в кристалі КН 2 РО 4 для частоти випромінювання неодимового лазера (індекс 1) та його 2-ї гармоніки (індекс 2). У площині OXZ перерізу для звичайних хвиль (n0) - кола, для незвичайних хвиль (nе) - еліпси. Під кутом 0 до оптичної осі OZ n 0 1 =n e 2 , а отже, рівні і фазові швидкості осн. звичайній і 2-й гармоніки незвичайної хвиль.
фазового синхронізму). З квант. точки зору, ця умова відповідає закону збереження імпульсу k при злитті або розпаді фотонів. Для трьох хвиль умови синхронізму мають вигляд: k3 = k1 + k2, де k1 k2 і k3 - імпульси фотонів (одн. n).
Рівність фазових швидкостей хвиль різних частотах має місце лише серед без дисперсії (див. Дисперсія хвиль). Однак з'ясувалося, що відсутність дисперсії можна імітувати, використовуючи вз-сть хвиль різної поляризації в анізотропному середовищі, зокрема в кристалах (рис. 2). У деяких кристалах є напрямки, вздовж яких бралофазова швидкість однакова для основної звичайної хвилі та незвичайної хвилі 2-ї гармоніки (див. Кристаллооптика та рис. 2). Цей метод різко підвищив ефективність нелінійних хвильових взаємодій. Якщо 1961 ккд оптичних подвоювачів частоти становив 10 -1 0 -10 -1 2 , то сучасні подвоювачі мають ккд -0,8.
Оптич. помножувачі частоти використовуються для перетворення випромінювання ДВ лазерів на випромінювання KB діапазонів. Зазвичай для цієї мети служать процеси генерації 2-ї та 3-ї гармонік, але в деяких випадках інтерес представляють і нелінійні явища вищого порядку. Завдяки нелінійній поляризації n - го порядку P (n) = (n) е n світлова хвиля частоти збуджує n -ю гармоніку n = n, і при досить великих n використання множення частоти дозволяє відразу просунутися досить далеко в KB область спектру .
Мал. 3. Енергетич. схема генерації 5-ї та 7-ї оптич. гармонік в атомах Не; горизонтальними штрихами відзначені положення енергетич. рівнів атома Не, заштрихована область суцільного спектра.
Однак нелінійні сприйнятливості ( n ) швидко зменшуються зі зростанням n ( ( n )
1/E (n-1) a), тому для отримання помітного нелінійного ефекту необхідні досить потужні світлові пучки. Межа тут визначається не потужністю лазерів, а конкуруючими нелінійними явищами у в-ві і насамперед його оптич. пробоєм. Тому можливості використання вищих нелінійностей у тому чи іншому середовищі зумовлюються насамперед її променевою міцністю. Ця величина зростає в міру скорочення тривалості лазерного імпульсу, то використовуються надкороткі імпульси тривалістю 10 -11 -10 -12 с.
У благородних газах або парах металів граничні щільності потужності для пікосекундних лазерних імпульсів значно вищі, ніж уконденсування. середовищах (10 12 -10 13 Вт/см 2). У цих умовах стає ефективною генерація 5-ї і навіть 7-ї гармонік, обумовлена нелінійностями (5) і (7) [у газі відмінні від нуля лише непарні члени (2)]. Зазначені процеси були використані для одержання когерентного випромінювання в галузі далекого вакуумного ультрафіолету. Потужні надкороткі лазерні імпульси з =2661 нм збуджували газоподібний Не; на виході кювети з Не було зареєстровано випромінювання 5-ї (=53,2 нм) та 7-ї (=38,02 нм) гармонік (рис. 3). Це поки що найкоротша довжина хвилі когерентного випромінювання.