principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 16
Текст из файла (страница 16)
Этот вклад называют поэтому парамагнвтным вкладом в ЬМ. Вследствие конечного времени релаксации распределения населенностей к новому состоянию равновесия ЬМ« не может мгновенно реагировать на воздействие коротких световых импульсов. Из результатов измерения временного поведения ЬМ« можне определить время релаксации Т, нижних уровней. Вклад ЬМ«, связанный с перемешиванием волновых функций полем световой волны, существует и в диамагнитной системе и называется поэтому диамагнитным вкладом в ЬМ.
Эта часть практически мгновенно реагирует на световое воздействие Кроме того, парамагнитная часть пропорциональна УЮТ при )ЬЕ» 1 я яТ, а диамагнитная часть не зависит от температуры. Это напоминает поведение обычных пара- и диамагнетизма при изменении температуры [61. В выражениях для ЬМ (5.2$) и ЬМ«(5.22) мы явно выделили часть, пропорциональную (1Е+1* — 1Е- Р), и часть, пропорциональную (1Е+Р+!Е-Р). Первая из них соответствует обратному эффекту Фарадея, а вторая — обратному эффекту Коттона — Мутона. Для частот, лежащих вдали от резонанса, обратный эффект Коттона— Мутона гораздо слабее обратного эффекта Фарадея.
Как видно иэ сравнения (5.21) и (5.22), отношение ЬМ«и к ЬМ» приблизительно равно 1(л'лг' + ри)5Н,П (в — в,)! для парамагнитного вклада и приблизительно равно 1(у'т'+ят) рЫ,/д(ю — а,)1 или(р~„— р~„)Х г е в ~"з Х!р„+р ~,),в зависимости от того, что больше, для диамагнитного вклада. Это отношение может стать порядка единицы, когда й(в — в,) приближается к величине зеемановского расщепления.
Однако вблизи резонанса часто начинает доминировать постоянное намагничение, вызванное оптической накачкой [7). В реальных экспериментах обратный эффект Коттона — Мутона отделяют от обратного эффекта Фарадея, используя то обстоятельство, что с изменением направления магнитного поля Н, на обратное ЬМ«« меняет знак, а ЬМ» не меняет. Наконец, мы замечаем, что соотношения (5.21) и (5.22) можно получить из (5Л4), если записать микроскопические выражения для у+ и т, по аналогии с выражением (2Л7) для дю но применительно к системе, схема которой изображена на рис.
5.2. Предоставляем читателям проделать этот вывод самостоятельно в качестве упражнения. Проделанный выше расчет ЬМ можно, конечно, обобщить на случай парамагнитной системы, имеющей У основных состояний. В плотных средах необходимо также учесть поправку на локаль ное поле.
Схема эксперимента для наблюдения светоиндуцированной постоянной намагниченности показана на рис. 5.3. Световой импульс индуцирует в образце импульсное изменение намагничения ЬМ(Г). Производная по времени д(ЬМ)Яг вызывает появление напряжения на концах приемной катушки, намотанной вокруг образца. В качестве примера рассмотрим кристалл Саг«. 'ЗЪ Еп*+. Вращение Фарадея нк длине волны 700 нм при 4,2 К составляет для этого материала 2 10 ' рад/(см Э). Из (4.9) и (4 10) получаем [д(у+ у;)/дНе)н;е = 1,8 10 'с СГС/Э.
В этом случае, согласно (514), для циркулярно поляризованного луча рубинового лазера с плотностью мощности на образце 10 МВт/сме наведенное постоянное намагничение составит ЬИ ЬМе 7 10 ' зрг/(см' ° Э). Это значение соответствует постоянному намагничению, вызванному постоянным магнитным по- Сдетодолиптльнап Лазерный долориоатор о плаотинно / Рис. 5.3. Схема експеримевта по наблюдению обратных магнитооптических еффектоз лем с индукцией, равной 0,01 Э. Если использовать импульс лазера с модулированной добротностью с пиковой мощностью 10 МВт и длительностью фронта 2 10 ' с и предположить, что ЬМ(Г) мгновенно следует за изменением интенсивности импульса лазера, то напряжение на концах приемной катушки, имеющей 30 витков, составит 1,3 мВ.
Эта величина находится в согласии с экспериментальными измерениями ван дер Зила с сотрудниками [5), которые показали, что обратная взаимосвязь между эффектом Фарадея и обратным эффектом Фарадея действительно имеет место для многих парамагнитных и диамаг- нитных веществ. 5.4 Индуцярованное намагничение при резонансном возбуждении Постоянное намагничение можно выавать с помощью света посредством прямой оптической накачки. Это намагничение обычно гораздо сильнее, чем обратный магнитооптический аффект, который рассматривался в разделе 5.3.
Оптическая накачка с помощью циркулярно поляризованного света изменяет распределение населенностей по магнитным подуровням одновременно основного и возбужденного состояний. В реаультате этого возникает нескомпенсиро- тб ванный магнитный момент и, значит, намагничение. Теоретически для расчета распределения населенностей и намагничения, вызванного резонансным оптическим возбуждением, можно воспользоваться кинетическими уравнениями, если при этом известны вероятности переходов и скорости релаксации между уровнями. Оптическая накачка в газах и твердых телах была предметом интенсивных исследований в течение длительного времени. Часто для детектирования наведенной ориентации углового момента в среде используется регистрация ноляриэованной флуоресценции.
В схеме, показанной на рис. 5.3, эту наведенную ориентацию можно также изучать, измеряя постоянное нам агничение, генерируемое в среде лазерным импульсом Щ. В некоторых случаях это может оказаться удобным методом изучения релаксации между магнитными подуровнями в конденсированной среде. Глава б ГЕНЕРАЦИЯ СУММАРНОЙ ЧАСТОТЫ Взаимодействие волн в нелинейной среде приводит к их смешению. В результате этого генерируются волны на суммарных и разностных частотах. Генерация суммарной частоты является одним из трех нелинейных оптических эффектов, открытых на заре нелинейной оптики Щ.
С развитием перестраиваемых лазеров этот процесс стал одним из наиболее полезных нелинейных оптических эффектов, поскольку он позволяет получить перестраиваемое по длине волны излучение в коротковолновом диапазоне. В данной главе мы рассмотрим физику процесса генерации суммарной частоты. 6Л Физика явления Басс с сотрудниками Щ впервые наблюдали генерацию суммарной частоты в оптическом диапазоне в $962 г. в кристалле триглицинсульфата.
В их эксперименте в качестве источников исходных волн использовались два рубиновых лазера, длины волн генерации о которых отстояли друг от друга на тО А. На выходе, как показал спектрограф, наблюдались три линии вблизи 347 нм, причем боковые линии были связаны с генерацией волн второй гармоники иалучений накачки, а средняя линия была связана с генерацией суммарной частоты двумя лазерными пучками. Фиаическая интерпретация явления генерации суммарной частоты заключается в следующем.
Лазерные пучки с частотами е, и в„взаимодействуя в нелинейном кристалле, генерируют нелинейную поляризацию Роз (а, = а, + в1). Последняя, являясь реаультатом сложения вкладов осциллирующих диполей, служит источником излучения на частоте в,= в,+ в,. В общем случае излучение суммарной частоты может происходить во всех направлениях. Поле излучения зависит от коррелированного по фазе пространственного распределения Р"'(в,). Выбором геометрии эксперимента можно сформировать острый пик излучения в определенном направлении.
Это направление определяется условием фазового синхронизма. Как уже говорилось выше в разделе ЗЛ, для эффективной перекачки энергии из волн накачки на частотах е, и ю, в генерируемую в процессе сложения частот волну в, (рис. 6Л) должны одновременно быть выполнены условия сохранения энергии и импульса. Закон сохранения энергии требует, чтобы а, = = е, + в„ а из закона сохранения импульса следует, что й, = я, + 78 6.2 Теоретическая постановка задачи Метод связанных волн, подробно рассмотренный в разделе 3.1, можно непосредственно применить для решения данной задачи [3).
В роли трех связанных волн здесь выступают волны Е(в,), Е(в,) и волна суммарной частоты Е(вз). Каждое из полей можно разложить на продольную и поперечную компоненты: Е(вз)=Ез(вз)+ +Ел(вз). Эти компоненты удовлетворяют волновым уравнениям ЧзЕх (вз) + —, [з (в~) Е(вд)х = — —, Р~з (оН), в', 4лю~~ з) Ч [Е~ (в~) + 4яР)[~ (в~) + 4яр~в (в~)~ = О, (6Л) где Р (в,) = Р„(в ) + Р (в ), Рзз'(вз)=2'"(вз = — вз+ в.): Ее(вз)Е(вз) Р~з~ (вз) -;~~зз (вз — — вз — вз) з Е(вз) Ее(вз), Рм' (в,) = усе (в, = в, + в,): Е(в,) Е(в,).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
