principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 57
Текст из файла (страница 57)
(16.26) «) В последкие годы фоторефрективпый эффект стал объектом детальных экспериментальных и теоретических исследовеиий. Созданы эффективные фоторефрактивиые материалы с быстрым нелинейным откликом с диапазоне 10 г — г0 " с. (Примеч. ред.) 282 Тогда при прохождении в среде пути 1, л и у компоненты пробного поля приобретают относительный сдвиг фаз бф =(в'!с) бп,й (16.27) Этот сдвиг фаз меняет состояние поляризации пробного пучка и может быть измерен с помощью анализатора, скрещенного с поляризацией падающего пробного пучка и помещенного перед фотоприемником. Типичная схема эксперимента показана на рнс.
16.1 1121. Сигнал пропорционален з1п*(бф/2), откуда можно определить йа ооаиллзерар А,- Ф ! Рошегнна УСУ СД [---~ — -В-Б-К--с:) — -2--,3 Руоаноуый сд Г-1 Р- г, Ооразец Р -3 ~/ 3[ лазер ЯР-г ,.~ й,, Онойна рруолэоолоо Поамисо сл лазера е р-2 Г'1 Яун Не-Нг-лазера Гз-Кзлазор раооанллогпазг Рис. 16.1. Схема экспериментальной установки для изучения оптического эф- фекта Керра. Р-1, Р-2, Р-3 — поляризаторы, 0-1, 0-2 — детекторы, Р-1 — фильтры, Р-2 — иптерференционпмй светофильтр на длину волны 6328 А, СД вЂ” светоде- лительные пластинки [9) бф, а значит и бпь Заметим, что тот же результат при бф и. 1 мо'кно получить с точки зрения четырехволнового смешения, как показано в разделе 15.3.
Сигнал четырехволнового смешения соответствует генерации ортогонально поляризованной компоненты пробного пучка. Как упоминалось в предыдущем разделе, при приближении е к в' биение полей Е(в) и Е(в') приводит к появлению дополнительного вклада в 611. Особый интерес представляет вырожденный случай, когда в = в' и )с=к', так как при этом мы имеем единственный монохроматический пучок, распространяющийся в среде.
Будет ли изменяться из-за наведенного двулучепреломления состояние поляризации этого пучка при его распространении в среде? В общем случае — да, как этого можно было ожидать из анализа четырехволнового смешения. Рассмотрим частный случай изотронной среды. Кубическая поляризация описывается все тем же общим выражением (16.23), где теперь в' = в. Для компонент круговой поляризации можно записать 1121 Рф' (в) = (2Ггзззз + )(ггзгз) [ Е~ (в) [з Еу (е) + + (2г~~з~зз + )(г~аз~гз + 22г~вз~зг) [ Еф (е) [з Ей (в) (16 28) 283 Для линейно поляризованного поля, Е(го) хЕ(ъ), (16.28) сводится к равенству () хз ! ()! (), (16.29) а для поля с круговой поляризацией, Е = е Е(ю), имеет место соотношение Р"'(а) = е~ (2",~за + )©з) ~ Е (го) ~'Е (в).
(16.30) В обоих случаях наведенная поляризация Роэ(а) имеет то же состояние поляризации, что и падающее иоле, и, следовательно, не ожидается никакого изменения поляризации пучка при его распространении в среде. Однако в более общем случае, когда поле имеет эллиптическую поляризацию, Е = е Е., + а Е , из уравнения (16.28) следует, что наведенные показатели преломления для двух циркулярно поляризованных компонент описываются формулой Лп~ = — [()(~г~~изз + ул~зага) ~ Е~ ~з + ()Яаз + ~Ягз + 22~~аз~ы) ~ Ех !за (16.31) Различие между Лп+ и Лп показывает, что эллиптически поляризованный пучок может индуцировать в среде круговое двулучепреломление Ьп, = Ап+ — Ап = — (2Я/и) 2Д~зг () Е+ ~з — ~ Е ~з).
(16.32) Как говорилось в разделе 4.2, круговое двулучепреломление описывает поворот плоскости поляризации пучка. В данном случае поворот эллиптической поляризации пучка при прохождении пм пути 1 определяется соотношением 1131 (16.33) 8 =(ю/2с) Лп,1. Заметим, что 0 зависит как от интенсивности пучка, так и от его эллиптичности согласно (16.32). Измерение зависящего от интенсивности угла поворота эллипса поляризации 0 позволяет определить Ьп, и, следовательно, Хыы. (з) На рис. 16.2 показана типичная схема установки для измерения поворота эллипса поляризации [121. Вследствие того что интенсивность пучка меняется в поперечном напэавлении г, угол 0 зависит от г, и, чтобы определить величину Х„зг из измерения,0, (3 необходимо регистрировать сигнал только из малой области сечения пучка, в которой изменением интенсивности можно пренебречь. Альтернативный способ измерения сводится к использованию сфокусированного пучка с гауссовским профилем интенсивности (12).
Средний угол поворота эллипса поляризации всего пучка 284 можно выразить через величину (хп, и характеристики пучка, а затем сравнить с результатами эксперимента. Из (16.26) и (16.32) видно, что, объединяя результаты измерений оптического эффекта Керра (при ы - ы') и поворота эллипса поляризации, можно определить две из трех независимых компонент тензора )(, а именно )(тзтз и утззт. Третья компонента, (з) (з) (з) Х((зз, в общем случае может быть определена только с помощью (з) На ичиааеера(е юч ра ездие(м )-~-((((-~-~, ~~~~-и--У-"" арй р г-1 р-( р- (-(~р~, я-г р-г р-г ааеед - () рази( Рис. 16.2.
Схема экспериментальной устэвозки дяя измерения поворота эллинов поляризации. Р-1, Р-2 — поляризаторы, В-1 и В-2 — ромбы Фрепеяя, 0-1 и 0-2— детекторы оптического излучения (9) другого независимого эксперимента, например из эксперимента по четырехволновому смешению. Наведенное оптическим полем изменение поляризации пучка в анизотропной среде часто бывает сложным, так как даже в отсутствие наведенного изменения показателя преломления Лп существует линейное двулучепреломление. Проблема особенно интересна, когда Лл настолько велико, что резко изменяет условия распространения пучка в среде. Это может иметь место, например, в жидких кристаллах 1141. 16.4 Нестационариые эффекты Наше рассмотрение до сих пор ограничивалось стационарным случаем.
Однако если используются импульсы лазеров с длительностью, меньшей времени отклика среды, то отклик среды становится нестационарным. Времена отклика различны для разных механизмов, дающих вклад в наведенный показатель преломления. Если оптическая частота е) лежит далеко от полосы поглощения, то электронный вклад имеет время отклика порядка (э) — а),) '- - 16 "с, где ы,— положение основной полосы поглощения. С другой стороны, когда Лп наводится за счет перераспределения населенностей, время отклика определяется релаксацией населенности. В случае электрострикционного механизма нестационарный отклик описывается акустическим волновым уравнением (16.12) )"71.
При заданных параметрах лазерного импульса зависящее от времени изменение плотности Лрз(г, 1) можно определить из (16.12), а Л)((ы) прямо пропорционально Ьрз(г, «). В атом случае время отклика характеризуется обратной величиной постоянной затухания Гв', а также временем, необходимым для прохождения акустической волной расстояния, равного радиусу пучка: е(/и. Если 285 длительность импульса Т„намного превышает и Гв', и Л/о, то отклик будет квазистационарным. Однако при ТрчГВ/и(Гвв отклик становимся нестационарным, причем вблизи конца импульса /4рп — йрй'(Т~~((Гв 'В/и) 1, где Лрй — стационарное значение. Если Тг«Гв'«В/и, то отклик будет также нестационарным, а Лрп Лрр [Тз/(Л/о))~.
где т — коэффициент вязкости. Решение уравнения имеет вид с 4ЛХ ! в (в) /~ п,л 40 (16.35) где время релаксации т определяется из соотношения т = т/а (Т вЂ” Тэ) . (16.36) В обычных жидкостях т имеет величину порядка 10 пс. При этом отклик молекулярной переориентации на действие наносекундного лазерного импульса должен быть квазистационарным, но при пнкосекундном импульсе он будет нестационарным.
Для жидких кристаллов в изотропной фазе т может быть много больше, достигая величины 1 мкс, когда Т приближается к температуре перехода из изотропной фазы к мезоморфной 191. В мезоморфной фазе коллективное движение молекул еще больше замедляет отклик. Время отклика может быть больше 1 с 1101. 16.5 Применения Изменение показателя преломления, индуцируемое оптическим по- лем, может иметь много применений.
В разделе 14.3 мы видели, что вырожденное четырехволновое смешение может использоваться 286 ДлЯ В=1 мм, о=2 ° 1(Р см/с, Гв~ В/о=5 10 'с и Тр — — 10 зс получаем Лрн 4 10 'Лрй. Соответствующее значение наведенного показателя преломления будет также в 4.10 ' раз меньше, чем в стационарном случае. Этот пример показывает, что электрострикционный вклад в Лл резко падает при использовании наносекундных и пикосекундных лазерных импульсов, по сравнению со стационарным случаем.
Для переориентации молекул параметр порядка Ч удовлетворяет уравнению Дебая (11.22) с вынуждающей силой или, в более общем случае, динамическому уравнению для 9, учитывающему диссипацию: — = — др — — — а(Т вЂ” Т*)~+ 8 ЛХэ~Е(ю) ~, (16.34) дО дд 4 Улрадлоиииии" и илулио показано на рис. 16.3, в нормальном положении слабый сигнальный луч, проходящий через нелинейную среду, не пропускается иным анализато ом. В п и- -"'- нП Ролори оа- Аиалиоа- люр скреще р Р тор Рчеия а лерри сутствии интенсивного пучка накачки среда становится двулуче- рвс.
$6.3. Использование преломляющей и сигнальный луч, Иорра э качестве быстрого ского затвора испытав изменение поляризации при прохождении через среду, уже не полностью подавляется анализатором. Следовательно, если используется пикосекундный импульс накачки, то нелинейная среда с пикосекундным временем отклика может выступать в роли быстрого оптического переключателя для сигнального луча с пикосекундным временем срабатывания. Ясно, что такой оптический переключатель очень полезен для многих применений, особенно в изучении динамики быстропротекающих физических явлений.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
