Оптические квантовые генераторы. Свойства лазерного излучения.

1.Оптические квантовые генераторы.

Для источников света, традиционных в обл. спектра, хар-на не когерентность излучения.

В начале 60-х годов были созданы источники света иного типа - оптические квантовые генераторы (лазеры). В противоположность некогерентным источникам, эл.-маг. волны зарождаются в различных частях оптич. квант. генератора, удаленных друг от друга на макроскопич. расстояния, оказываются когерентны между собой.

Лазер работает на принципах индуцированного излучения, которое имеет ту же фазу, ту же поляризацию и то же направление что и вынуждающее. При термодинамическом равновесии заселенность энерг. уровней в атоме удовл. закону Больцмана: ,при котором, заселенность верхнего ур. меньше заселенности нижнего. Чтобы при распр. в среде волна усиливалась N>N₀ нужно создать среду с инверсной заселенностью N₂>N₁ или создать среду с коэффециентом .

Усиление света обычно сравнивают с нарастающей лавиной, при этом фооны изображают в виде шариков (рис.1).

 

 

Для того чтобы создать такую среду надо было осущесствить обратную связь. Для этого активная зона либо располагалась между параллельными зеркалими, перпендикулярно циллиндру либо торцы активной зоны делались зеркальными – открытый резонатор. Свет в такой системе многократно отражаясь от зеркал ну только усиливается но и монохроматизируется и сужается. Угол расхождения пучка , где D-ширина пучка

Тогда ближайшая длинна волны для которой тоже будет выполняться усиление будет определяться условием

При обратной связи необходимо чтобы часть излучаемого света все время находилась в зоне активного в-ва и вызывала излучения все новых и новых атомов. Учтем что энергетические уровни и линии имеют ширину и предположим что ширина спектральных линий меньше дисперс. областей прибора, тогда это условие удовлетворяет только 1 линии. Именно эта длинна волны усиливается максимально, что и приводит к монохроматизации , где N-число отражений от зеркал.

За счет большого числа отражений . Механизм монохроматичности в лазере примерно такой же как и в интерферометре Фабри-Перо, усиливаются не только лучи паралельные его оси но и лучи идущие под небольшими углами к его оси чтобы в лазере этого не происходило употребляются сферические зеркала.

В реальном лазере одно из зеркал полупрозрачное потому что какая-то часть должна быть выпущена из активной среды.

Существуют рубиновый, гелий-неоновый и лазер на красителе(можно настраивать на различные длины волн).

Свойства лазерного излучения.

Когерентность излучения проявляется практически во всех свойствах оптич. квант. генераторов. Замечательной чертой лазеров является способность к концентрации энергии - конц. во времени, в спектре, в пр-ве, по направлению распределения. Для некоторых квантовых генераторов хар-на очень высокая степень монохроматичности излучения. В других лазерах испускаются очень короткие импульсы, прдолжительностью 10^-2с; поэтому мгновенная мощность такого лазера может быть очень большой. Световой пучок, выходящий из лазера обладает высокой направленностью, которая во многих случаях определяется дифр. явлениями. Такое излучение можно сфокусировать на очень малой площади и создать огромную освещенность.

 

 

Нелинейная оптика.

Явления преломления и отражения света с молекулярной точки зрения рассматриваются как результат интерференции падающей волны и вторичных волн, испускаемых молекулами среды благодаря вынужденным колебаниям зарядов, индуцированных падающей волной. Если принимать во внимание ангармоничность колебаний зарядов, то индуцированный полем дипольный момент имеет слагаемые, отвечающие колебаниям с частотами, кратными частоте w падающей на среду волны. Поэтому молекулы среды испускают волны и с кратными частотами, и нелинейная среда в целом создаёт излучение с частотами 2w, 3w и т.д. Это явление получило название генерации кратных гармоник света.

Отражение волн в нелинейной оптике. При падении интенсивного излучения на границу раздела двух сред в отражённом свете наблюдаются волны не только с частотой падающего излучения, но и с кратными, разностными и суммарными частотами. Будем говорить о случае падения монохроматической плоской волны с частотой w. Опыт показывает, что направления распространения отраженных волн с частотами w и 2w отличаются друг от друга, причём это отличие зависит от дисперсии показателя преломления среды в которой распространяется падающая волна. Интенсивность второй гармоники в отражённом свете на несколько порядков меньше, чем в преломлённой волне. Как и в случае френелевского отражения, амплитуды отражённых волн с частотой 2w зависят от угла падения и ориентации электрического вектора относительно плоскости падения. Наблюдается и аналог явления Брюстера: при некотором угле падения для пучка с поляризацией, параллельной плоскости падения, коэффициент отражения равен 0. Наблюдения второй гармоники в отражённом свете представляют особый интерес в случае сильно поглощающих сред, например металлов, т.к. позволяют исследовать их взаимодействия с мощным электромагнитным полем.

Самофокусировка. В нелинейной оптике закон прямолинейного распространения света в однородной среде имеет дополнительные ограничения применимости. Пусть показатель преломления зависит от интенсивности света при достаточно больших её значениях. Если освещённость в поперечном сечении пучка неравномерна, то и показатель преломления не будет постоянной величиной, что эквивалентно неоднородности среды. В неоднороднородной же среде лучи не прямолинейны и отклоняются в ту сторону, где показатель преломления больше. На рисунке приведена схема опыта, в котором наблюдается данное явление.

Параллельный пучок света с интенсивностью нарастающей к середине падает на слой К вещества, показатель преломления которой зависит от освещённости. В результате параллельный пучок превращается в сходящийся.

 

 

 

Это можно обьяснить, если принять зависимость, показателя преломления от амплитуды поля А: n=n₀+n₂A², где n₀ – “обычный” показатель преломления, n₂A² – описывает изменение n под влиянием мощного излучения.

Толщина слоя вещества, необходимая для пересечения крайних лучей с осью пучка внутри нелинейной среды

l_ср , где a – начальный радиус пучка.

Необходимая мощность излучения

Оптимальное значение радиуса пучка можно оценить на основании следующих соображений. Нелинейность среды уменьшает радиус пучка от а до 0 на протяжении длины l_cф. Вместе с тем, в отсутствие самофокусировки дифракционное расширение пучка на длине l_сф примерно равно радиусу первой зоны Френеля , поэтому, если а= =а₀, то самофокусировка компенсирует дифракционное расширение и пучок остаётся параллельным. В результате пороговая мощность пучка Р_порог= . Если Р>Р_порог то самофокусировка возможна. Если же Р<Р_порог то пучок будет расширятся, но не столь быстро, как в линейной среде.