Акустооптическое взаимодействие волновых пучков со сложной амплитудно-фазовой структурой (1102316), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Этоединственный случай АО взаимодействия, когда дифракция света на бегущеймонохроматическойакустическойволнесопровождаетсямодуляциейвыходногоизлучения.(а)(б)(в)(г)Рис. 3. Зависимости нормированных интенсивностей I1 (а,в) и I 2 (б,г) от параметраРамана-Ната  при R = 0 (а,б) и от безразмерной расстройки Rпри    2 (в) и    (г). Графики рассчитаны для разных ориентаций анализатора:1 –   0 ; 2 –   11.25 ;113 –   22.5 ;4 –   45Исследована зависимость интенсивности выходного излучения от параметров АОвзаимодействия.

Показано, что при определенных ориентациях выходного поляризатораможно получить 100%-ную модуляцию света на частотах  или 2 без световых потерьдаже в случае неполяризованного падающего света (рис. 3,а,б). В случае модуляции начастоте 2 необходимая для этого акустическая мощность та же, что и в традиционнойгеометрии коллинеарного АО фильтра, а в случае модуляции на частоте  – в 4 разаменьше. Рассчитаны спектральные характеристики коллинеарной дифракции припроизвольной поляризации падающего света. Установлено, что при регистрации второйгармоники спектральные характеристики фильтра получаются такими же, что и у фильтратрадиционной геометрии, но можно получить выигрыш в 2 раза по световой мощности вслучае фильтрации неполяризованного излучения (рис.

3,в,г).Дляпроверкирезультатовтеоретическогоанализабыласозданаэкспериментальная установка на базе коллинеарного фильтра из молибдата кальция.Измеренияпроводилисьнадвухдлинахволн  632.8 нми  655 нмисоответствующих частотах коллинеарного синхронизма: 43.6 МГц и 41 МГц. Установкапозволяла раздельно регистрировать компоненты прошедшего оптического излучения:постоянную составляющую, а также первую и вторую гармоники.

Исследованазависимость этих компонент от ориентации анализатора, амплитуды и частотыакустической волны. Эксперимент дал удовлетворительное согласие с теоретическимирасчетами.Эти исследования показали возможность создания простых и эффективныхмодуляторов света на основе коллинеарной дифракции.

Такие устройства могутосуществлять синусоидальную модуляцию интенсивности света на частотах до десятигигагерц. Модуляторы такого типа могут найти применение в лазерных дальномерах, длясинхронизации мод лазеров и в других областях лазерной техники.

По сравнению с АОмодуляторами со стоячей акустической волной [3], коллинеарные модуляторы должныбыть более стабильными и менее чувствительными к изменению температуры и частотыультразвука.Отмеченные особенности поляризационных эффектов имеют место только принизкочастотной коллинеарной дифракции. В варианте высокочастотной дифракции обекомпоненты падающего света (обыкновенная и необыкновенная волны) дифрагируют впорядок одного знака и получают доплеровский сдвиг частоты в одну сторону. Поэтомумодуляция интенсивности дифрагированного излучения не должна наблюдаться.Главным результатом третьей главы диссертации является решение задачи ораспространении акустических пучков в акустически анизотропных средах.

Получено12следующее выражение для комплексной амплитуды акустической волны:ax, y, z    2 где2  2   2   2 SS ,1  z AS,SSSexpjSxy  0 dd2  A0 S , S  – угловой спектр плоских волн акустического возмущения a0 x, y  вовходной плоскости z  0 ,  – частота ультразвуковых колебаний, S – медленность,являющаяся функцией направляющих косинусов волновых нормалей  и  .От других известных решений оно отличается тем, что позволяет рассчитыватьструктуру акустического поля для любого направления распространения пучка вкристалле и на любом расстоянии от излучателя ультразвука.

Решение получено методомразложения акустического поля в угловой спектр и строгого учета для каждойплосковолновой компоненты акустической длины пути, включающей как геометрическуюдлину пути, так и различие в фазовых скоростях распространения. В решении неиспользуется параболическое приближение, поэтому оно дает правильный результаттакже и в направлениях автоколлимации пучка, где параболическое приближение несправедливо.Правильность и эффективность полученногорешения продемонстрированы напримере расчета структуры акустических пучков в кристалле парателлурита [10].Количественные расчеты выполнены для двух плоскостей: плоскости (001), в которойнаблюдаетсянаибольшаявеличинаакустическойанизотропиидлямедленнойакустической моды, и плоскости 1 1 0 , которая используется для изготовления АОустройств (рис.

4). Для этих плоскостей рассчитаны углы сноса акустической энергии,главные кривизны поверхности медленности и коэффициенты анизотропии (рис. 5).(а)(б)Рис. 4. Зависимость углов сноса  ,  (1) и кривизн C (2) и C (3) поверхности медленностейот азимутального угла  в плоскости (001) (а) и полярного угла  в плоскости (1 1 0) (б)13(а)(б)Рис 5. Зависимость коэффициентов анизотропии  (1) и   (2) от направленияакустического пучка: (а) – 0 в плоскости (001), (б) –  0 в плоскости 1 1 0Найдены(акустическаядиапазоныанизотропияуглов,вкоторыхувеличиваеткоэффициентрасходимостьпучкаанизотропиипо 1сравнениюсдифракционной) и   1 (расходимость пучка меньше дифракционной). Особое вниманиеуделено направлениям, где кривизна меняет знак и имеет место эффект предельнойавтоколлимации пучка. Направления автоколлимации отсутствуют в плоскости 1 1 0 ,тогда как в плоскости (001) есть два таких направления: под углом 0  12.64 сколлимацией пучка в плоскости (001) и под углом 0  25.72 с коллимацией в плоскости,ортогональной (001).

В последнем случае расходимость пучка, благодаря акустическойанизотропии, оказывается меньше дифракционной в обеих плоскостях главных кривизн.Для описания влияния акустической анизотропии на расходимость акустическогопучка введено понятие лучевого спектра, характеризующего угловое распределениепотока акустической энергии. Показано, что лучевой спектр определяет структуруакустического пучка в дальней зоне дифракции. Выполнен расчет лучевых спектров дляразных направлений распространения пучка в кристалле парателлурита. Лучевой спектрсохраняет свою форму везде, за исключением областей автоколлимации (рис. 6). В этихобластях имеет место сильная деформация лучевого спектра с его инверсией. При этом внаправлении 0  25.72 характер инверсии таков, что сохраняется симметрия спектра(рис.

6,а), тогда как в направлении 0  12.64 спектр становится сильно несимметричным(рис. 6,б).Анализ двумерных лучевых спектров позволил сделать вывод, что известноеутверждение о том, что анизотропия среды дает лишь эффект масштабирования14(а)(б)Рис. 6. Лучевые спектры в области автоколлимации:(а) 1 – 0  25.726 , 2 – 0  25.7237 , 3 – 0  25.721 ;(б) 1 – 0  12.79 , 2 – 0  12.66 , 3 – 0  12.40 .структуры акустического поля в направлении распространения пучка [11], не носитвсеобщего характера, а справедливо лишь для достаточно симметричных направлений вкристалле.

Этот вывод иллюстрирует рис.7, где представлено распределение амплитудыa ~xв поперечном сечении акустического пучкана разных расстояниях отпреобразователя.Исследовано распространение акустических пучков с гауссовым профилем в средес сильной анизотропией акустических свойств (рис. 8). Показано, что, как и в случаепучка с прямоугольным профилем, акустическая анизотропия может приводить ксущественному увеличению или уменьшению расходимости пучка.

Однако при этомструктура акустического поля сохраняет гауссов вид на любом расстоянии отпреобразователя. Отсутствует тонкая структура акустического пучка и боковые лепестки;с увеличением расстояния от преобразователя пучок уширяется, а интенсивностьультразвуковых колебаний монотонно уменьшается.Четвертаяглаватеоретического исследованиядиссертационнойработыпредставляетрезультатыдифракции света в неоднородном акустическом полеближней зоны пьезопреобразователя.

Базой для таких исследований явилось полученное вработе решение задачи о распространении акустических пучков в анизотропных средах.На этой основе разработана оригинальная методика расчета поля дифрагированного светав квазигеометрическом приближении, справедливом при малых углах дифракции и впренебрежении искривлением траектории светового луча в акустическом поле. Детальныерасчеты выполнены для двух вариантов АО взаимодействия: коллинеарной дифракции и15x  в поперечном сечении акустического пучкаРис. 7. Распределение амплитуды a~на разных расстояниях от преобразователя:(а) – направление 0  12.66 ; (б) – направление 0  25.7237Рис.

8. Структура гауссова пучка в кристалле парателлурита на расстояниях ~z  1 (кривая 1),~z  300 (кривая 2), ~z  1000 (кривая 3) и ~z  1500 (кривая 4) от щелевого преобразователя~шириной l  200 . Пучок распространяется в направлении [110]16квазиортогональной дифракции, хотя методика расчета может использоваться и прилюбых других углах падения света.Для варианта коллинеарной дифракции в акустически изотропной среде (сдвиговаямодавкристаллемолибдатакальция)установлено,чтонеоднородностьдифрагированного пучка на выходе коллинеарной ячейки существенно меньшенеоднородности акустического поля вследствие эффекта интегрирования парциальныхдифрагированных волн вдоль направления их распространения.

Тем не менее,неоднородность акустического поля сказывается на характеристиках АО дифракции ввиде заметного уменьшения эффективности дифракции (на десятки процентов) (рис. 9) ирасширения диапазона АО взаимодействия. Последний эффект весьма незначителен(единицы процентов), что говорит о слабом влиянии фазовой неоднородностиакустического поля. Рис. 9. Зависимость интегральной эффективности дифракции от ширинысветового пучка для квадратного (1) круглого (2) и ромбовидного (3) преобразователяУвеличивая акустическую мощность, можно получить практически полнуюперекачку падающего света в дифракционный порядок, но необходимая для этогомощность может более чем в два раза превышать мощность, требующуюся приоднородном акустическом поле: первый максимум зависимости  int   достигается при  1.53 ,а непри (рис.10).

Форма амплитудныххарактеристик АОвзаимодействия близка по форме к sin 2  , характерной для брэгговской дифракции воднородном поле; эффект насыщения отсутствует.Исследовано влияние акустической анизотропии среды на характеристикиколлинеарноговзаимодействия. Установлено, что акустическая анизотропия среды,17проявляющаяся в виде фокусировки или дефокусировки акустического пучка, можетувеличивать (на десятки процентов) эффективность АО взаимодействия. Интегральнаяэффективность дифракции сложным образом зависит от величины акустическойанизотропии B , а также от размеров светового пучка (рис. 11). Оптимальное с этой точкизрениязначениекоэффициентаанизотропииопределяетсядлинойАОячейки.Разработанная методика расчета позволяет для заданного среза кристалла найтиоптимальные параметры ячейки. intРис.

Характеристики

Список файлов диссертации