Содержание к диссертации
Введение
1 Возможность управления пространственным спектром лазерного излучения наведением оптической неоднородности в фоторефрактивных средах. Обзор литературы 17
1.1 Фоторефрактивный эффект в электрооптических кристаллах 18
1.1.1 Зонная модель переноса 20
1.1.2 Механизмы формирования поля пространственного заряда 24
1.1.3 Механизмы изменения оптических свойств среды 27
1.1.4 Дифракция света на объемных фазовых решетках 29
1.2 Взаимодействие плоских волн в фоторефрактивных средах 33
1.2.1 Двухволновое взаимодействие в пропускающей и отражательной геометрии 33
1.2.2 Невырожденное двухволновое взаимодействие в переменном поле. Механизм "синхронного детектирования" 36
1.3 Солитонный эффект. Оптические волноводы в нелинейных средах. Индуцированная оптическая неоднородность 40
1.3.1 Солитонный эффект в нелинейных оптических средах 40
1.3.2 Самозахват когерентного излучения в фоторе-фрактивных средах 42
1.3.3 Фоторефрактивные солитоны во внешнем знакопеременном поле 47
1.4 Выводы к главе 1 52
2 Экспериментальное исследование самовоздействия лазерного излучения в фоторефрактивном кристалле в знакопеременном внешнем поле 53
2.1 Экспериментальная установка для исследования самовоздействия лазерного излучения в фоторефрактивном кристалле ниобата бария-натрия 54
2.2 Экспериментальное исследование параметров, влияющих на степень самовоздействия лазерного излучения. Наблюдение волноводного режима 58
2.3 Выводы к главе 2 67
Возможность управления пространственным спектром лазерного излучения в средах с оптической неоднородностью. Обзор литературы 68
3.1 Оптические волноводы и оптический эффект Магнуса 69
3.1.1 Геометрические принципы волоконной оптики 69
3.1.2 Взаимовлияние траектории и поляризации при распространении света в изотропных средах. Оптический эффект Магнуса 71
3.2 Обращение волнового фронта. Четырехволновое взаимодействие 78
3.3 Возможность использования пространственного разделения потока фотонов по их спину в оптически неоднородных средах для определения эллиптичности состояния поляризации 82
3.4 Выводы к главе 3 85
Экспериментальная реализация пространственного разделения эллиптически поляризованного лазерного излучения на ортогонально циркулярно поляризованные компоненты 86
4.1 Экспериментальное исследование двухволнового смешения в фоторефрактивном кристалле ниобата бария-натрия 87
4.1.1 Экспериментальная установка для исследования двухволнового смешения при различных механизмах записи решеток в фоторефрактивном кристалле 87
4.1.2 Экспериментальное исследование зависимости дифракционной эффективности фоторефрак-тивных решеток от их пространственной частоты при различных механизмах записи решеток 92
4.2 Экспериментальное исследование возможности пространственного разделения эллиптически поляризованного лазерного излучения 96
4.2.1 Экспериментальная установка для обращения волнового фронта спекл-катины многомодового оптического волновода 96
4.2.2 Методика проведения эксперимента по обращению волнового фронта спекл-картины многомодового оптического волновода 102
4.2.3 Экспериментальное наблюдение оптического эффекта Магнуса при прохождении через волокно эллиптически поляризованной обращенной волны. Исследование неоднородности оптического эффекта Магнуса 104
4.2.4 Экспериментальная реализация нового метода определения эллиптичности состояния поляризации лазерного излучения. Оценка точности метода
4.3 Выводы к главе 4 118
Заключение 119
Литература
- Механизмы формирования поля пространственного заряда
- Экспериментальное исследование параметров, влияющих на степень самовоздействия лазерного излучения. Наблюдение волноводного режима
- Возможность использования пространственного разделения потока фотонов по их спину в оптически неоднородных средах для определения эллиптичности состояния поляризации
- Экспериментальная установка для исследования двухволнового смешения при различных механизмах записи решеток в фоторефрактивном кристалле
Введение к работе
На протяжении более сорока лет квантовая электроника успешно открывает и применяет новые механизмы усиления и генерации когерентных световых пучков. Новые механизмы приводят к созданию более гибких и удобных в управлении оптических квантовых генераторов. Наряду с традиционными лазерами, основанными на процессах вынужденного излучения в активных средах, были созданы оптические генераторы, основанные на различного рода нелинейных эффектах. Благодаря этому в современных лазерах появилась возможность управления частотой, мощностью, пространственным распределением и другими параметрами генерируемого излучения [1], а так же возможность генерировать пучки с обращенным волновым фронтом и пучки, несущие сложную информацию [2].
Часто возникает необходимость управления параметрами уже сгенерированного излучения. Для решения дайной задачи широко используются нелинейно-оптические эффекты, такие как вынужденное комбинационное рассеяние, самофокусировка, самодифракция, генерация гармоник, нелинейное сложение и вычитание частот и
ДР- [3].
В связи с развитием интегральной оптики актуальным является поиск и реализация новых способов управления пространственным
спектром лазерного излучения, отличающихся дистанционностью и автоматизацией, что включает в себя изменение формы пучка, изменение расходимости, деление пучка, изменение его модового состава, изменение траектории распространения излучения и ;т. п.
В фоторефрактивных нелинейных средах можно управлять параметрами лазерного излучения используя внешние воздействия на среду, такие как внешнее электрическое поле, температура, фоновая засветка и т. п. [4, 5]. При распространении лазерного излучения в оптически неоднородных средах можно управлять его характеристиками изменением поляризации данного излучения [6].
Цель настоящей работы: экспериментальная реализация и исследование новых методов управления пространственным спектром лазерного излучения в фоторефрактивных и оптически'неоднородных средах. Для достижения поставленной цели необходимо решить следующие задачи:
Исследование возможности управления расходимостью когерентного излучения в фоторефрактивных средах во внешнем знакопеременном электрическом поле.
Исследование возможности использования поляризации для управления пространственным спектром лазерного излучения в оптически неоднородных средах.
Научная новизна. Экспериментально показано, что степень самовоздействия лазерного пучка в фоторефрактивном кристалле Ba2NaNbsOi5 линейно зависит от амплитуды внешнего знакопеременного поля.
Экспериментально определены условия, при которых в фоторе-фрактивном кристалле во внешнем знакопеременном поле формируется одномерный яркий экранированный солитон, экспериментально продемонстрировано его формирование.
Доказана принципиальная возможность управления пространственным спектром лазерного излучения в фоторефрактивных средах во внешнем знакопеременном электрическом поле.
Экспериментально показано влияние неоднородности оптического эффекта Магнуса на степень пространственного разделения лазерного пучка в оптическом многомодовом волокне.
Экспериментально показано, что эллиптичность состояния поляризации лазерного пучка однозначно определяет соотношение ин-тенсивностей его пространственно разделенных компонент.
Доказана принципиальная возможность управления пространственным спектром лазерного излучения в оптически неоднородных средах.
Основные положения, выносимые на защиту. При распространении промоделированного по интенсивности светового пучка в фото-рефрактивном кристалле Ba2NaNbsOi5 с приложенным к нему знакопеременным электрическим синусоидальным полем степень самофокусировки линейно зависит от амплитуды приложенного поля.
Возможность формирования экранированного одномерного пространственного солитона в фоторефрактивном кристалле в знакопеременном внешнем поле при прочих равных условиях определяется амплитудой внешнего поля.
Расходимостью когерентного излучения можно управлять в фо-торефрактивных кристаллах в переменном внешнем поле амплитудой этого ноля.
На степень пространственного разделения лазерного пучка в оптическом многомодовом волокне влияет неоднородность оптического эффекта Магнуса.
Соотношение иптспсивностей компонент пространственно разделенного лазерного пучка однозначно определяется эллиптичностью его состояния поляризации.
В оптически неоднородных средах можно управлять пространственным спектром когерентного излучения, изменяя его состояние поляризации.
Практическая ценность.
Изменение формы пучка благодаря управлению его дифракционной расходимостью в фоторефрактивных средах позволяет создавать индуцированные волноводы с управляемой структурой, управляемые устройства сопряжения оптических линий связи, переключатели и коммутационные устройства, устройства динамической фильтрации сигнала, устройства оптической памяти и т. п.
Пространственное разделение лазерного пучка на две компоненты с ортогональными поляризационными состояниями позволит создать новый тип анализаторов поляризации лазерного излучения в реальном времени, которые широко используются в датчиках физических величин.
Апробация работы. Материалы диссертационной работы докладывались на III Международной конференции молодых ученых и
специалистов мОптика-2003", г. Санкт-Петербург; на XII Международной научной конференции "Ломоносов-2005", г. Москва; на 20 конгрессе Международной комиссии по оптике ICO-20, Китай-2005; на конференциях молодых ученых ИЭФ УрО РАН, Екатеринбург,
2003, 2004, 2005; а также обсуждались на семинарах ЮУрГУ.
Публикации. Основное содержание диссертации опубликовано в работах [7, 8, 9, 10, И, 12].
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы, содержащего 104 наименования цитируемой литературы. Полный объем диссертации — 135 страниц, включая 24 рисунка.
ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ
Во введении обоснована актуальность выбранной темы, сформулированы цели и задачи, приведены основные положения, выносимые на защиту.
В главе 1 выполнен обзор литературы, который показывает принципиальную возможность управления пространственным спектром лазерного излучения наведением оптической неоднородности в фо-торефрактивных средах.
В параграфе 1.1 приведен краткий обзор процессов, протекающих в фоторефрактивных средах при формировании поля пространственного заряда. Рассмотрена зонная модель переноса заряда, в рамках которой предполагается существование в запрещенной зоне фоторефрактивного кристалла (ФРК) одного донорного уровня, частично скомпенсированного за счет отдачи электронов на акцеп-
торный уровень. В процессе разделения заряда принимают участие только донорные уровни. На основе решения материальных уравнений с использованием приближения малого контраста интерференционной картины получено основное уравнение, описывающее процесс разделения заряда при записи фоторефрактивпых решеток. Подробно описаны два основных механизма формирования поля пространственного заряда: диффузионный и дрейфовый, а так же механизмы изменения оптических свойств среды вследствие возникновения неоднородного электрического поля внутри кристалла. Показана суть основных подходов, используемых для описания дифракции света на объемной фазовой решетке в оптически изотропной прозрачной среде.
В параграфе _1.2 выполнен обзор работ, посвященных взаимодействию плоских световых волн в ФРК. Для двухволнового взаимодействия света в фоторефрактивпых кристаллах рассмотрены механизмы изменения оптических свойств среды формирующимися в кристалле зарядовыми решетками. При описании двухволнового взаимодействия в пропускающей геометрии приведены соотношения, определяющие экспоненциальный коэффициент двухпучково-го усиления на фоторефрактивной решетке и позволяющие определить его из экспериментальных данных. При описании двухволнового взаимодействия в отражательной геометрии отмечены особенности отражательных голографических решеток в фоторефрактивпых кристаллах, важные для практического применения в оптических устройствах различного назначения. Описана физическая суть механизма "синхронного детектирования" при невырожденном двух-волновом взаимодействии в переменном электрическом поле. Из вы-
ражения для стационарной амплитуды поля пространственного заряда для данного механизма сделан вывод об основных его преимуществах.
В параграфе 1.3 рассмотрен эффект самовоздействия оптических пучков в нелинейных средах. Раскрыто понятие пространственного солитона. Дано качественное объяснение эффекта самофокусировки и причины образования солитона в Керровских средах. Отмечено прикладное значение данного эффекта и подчеркнуты его основные недостатки в сравнении с самовоздействием в ФРК.
Рассмотрены основные типы фоторефрактивных пространственных солитонов. Выполнен обзор работ, посвященных самофокусировке и самозахвату в ФРК в постоянном внешнем поле. Указаны важные для практического применения особенности таких солитонов.
Выполнен краткий теоретический обзор механизма формирования пространственного экранированного солитона в ФРК в знакопеременном внешнем поле в форме меандра. Указаны основные преимущества в использовании переменного поля вместо постоянного. Отмечена принципиальная возможность экспериментальной реализации механизма управления дифракционной расходимостью пучка в ФРК в переменном внешнем иоле, и исследования условий, необходимых для формирования солитона.
В параграфе 1.4 сформулированы основные выводы из первой главы.
В главе 2 выполнено экспериментальное исследование самовоздействия лазерного излучения в фоторефрактивпом кристалле в знакопеременном внешнем поле.
В параграфе 2.1 описана схема экспериментальной установки для исследования самовоздействия лазерного пучка в фоторефрактивном кристалле ниобата бария натрия (I^NaNbsOis) в знакопеременном синусоидальном внешнем поле.
В параграфе 2.2 приведены результаты экспериментального исследования эффекта самофокусировки когерентного светового пучка, распространяющегося в фоторефрактивном кристалле Ba2NaNb50i5 во внешнем знакопеременном электрическом поле. Отмечены условия, при которых возникает самофокусировка и самодефокусировка пучка. Показано, что при прочих равных условиях зависимость степени самофокусировки лазерного пучка в ФРК от амплитуды внешнего переменного ноля близка к линейной, эффект самофокусировки повышается с увеличением значения амплитуды поля. Экспериментально доказано слабое влияние фоновой освещенности на эффект самовоздействия лазерного пучка, в случае, если их интенсивности отличаются больше чем на два порядка. Определено значение амплитуды внешнего поля, при котором в данных условиях наблюдается одномерный пространственный экранированный солитон. Отмечено качественное соответствие результатам теоретических оценок, сделанных в работе [13].
В параграфе 2.3 сформулированы основные выводы из второй главы.
В главе 3 выполнен обзор литературы, который показывает принципиальную возможность управления пространственным спектром лазерного излучения в средах с оптической неоднородностью.
В параграфе 3.1 описаны геометрические законы распространения света в оптических волокнах со ступенчатым профилем показателя преломления.
Выполнен обзор публикаций по взаимовлиянию траектории и поляризации при распространении света в изотропных средах. Рассмотрен оптический аналог эффекта Магнуса, заключающийся в повороте спекл-картииы света, прошедшего через оптическое волокно, при смене знака циркулярной поляризации. Выполнен краткий обзор публикаций, указывающих на неоднородность данного эффекта - величина эффекта зависит от угла введения света в волокно. Отмечена возможность использования данного эффекта для реализации пространственного разделения лазерного пучка и управления компонентами разделенного пучка изменением его поляризации.
В параграфе 3.2 указана необходимость использования обращения волнового фронта, для реализации разделения оптического пучка в волноводе. Описаны основные принципы обращения волнового фронта при четырехволновом взаимодействии. Отмечена возможность использования фоторефрактивпых сред для создания зеркала, обращающего волновой фронт.
В параграфе 3.3 показано, что благодаря пространственному разделению лазерного излучения в оптически неоднородной среде возможна реализация принципиально нового метода определения эллиптичности состояния поляризации излучения.
В параграфе 3.4 сформулированы основные выводы из третьей главы.
В главе 4 Приведены результаты экспериментальных исследований по пространственному разделению эллиптически поляризован-
ного лазерного излучения на ортогонально циркулярно поляризованные компоненты.
В параграфе 4.1 описано экспериментальное исследование двух-волнового смешения в фоторефрактивном кристалле ниобата бария-натрия. Дано описание схемы экспериментальной установки. Исследовано три механизма записи решетки в кристалле: диффузионный, дрейф в переменном поле, механизм "синхронного детектирования". Получены экспериментальные зависимости дифракционной эффективности решеток, записанных тремя механизмами, от их пространственных частот q. Установлено, что для механизма "синхронного детектирования" эта зависимость является слабой. Для диффузионного и дрейфового механизма дифракционная эффективность растет с ростом q. Таким образом показано, что наиболее эффективным механизмом в случае малых q является механизм "синхронного детектирования". При больших значениях q дифракционные эффективности решеток, записанных механизмами "синхронного детектирования" и дрейфовым совпадают.
В параграфе 4.2 проведен анализ результатов, полученных в параграфе 4.1 с точки зрения выбора наиболее удобного и эффективного механизма для реализации обращателя волнового фронта по принципу четырехволнового смешения. Показано, что для обращения волнового фронта спекл-картины оптического многомодового волокна оптимальным является диффузионный механизм в переменном внешнем поле. Описана схема экспериментальной установки и методика проведения эксперимента по реализации обращения волнового фронта спекл-картины многомодового оптического волново-
да. Выполнено обращение волнового фронта излучения, прошедшего через многомодовое оптическое волокно.
Показано, что при прохождении через волокно произвольно эллиптически поляризованной обращенной волны благодаря оптическому эффекту Магнуса происходит пространственное разделение лазерного излучения на две волны с ортоганальными циркулярными состояниями поляризации, то есть пространственное разделение потока фотонов по их спину.
Показано, что неоднородность оптического эффекта Магнуса однозначно определяет степень разделения компонент оптического излучения. Описано исследование неоднородности оптического эффекта Магнуса, проведенное с использованием обращателя волнового фронта. Замечено, что предлагаемый подход существенно облегчает процесс обработки данных и, таким образом, повышает точность результатов экспериментального исследования оптического эффекта Магнуса. Представлена экспериментальная зависимость угла поворота ср спекл-картины от угла падения узкого светового пучка на торец волокна в, определяющая неоднородность оптического эффекта Магнуса. Показано качественное соответствие экспериментальных данных теоретическим, полученным в работе [14].
Выполнена экспериментальная реализация принципиально нового метода определения эллиптичности состояния поляризации лазерного излучения, в котором используется пространственное разделение этого излучения в оптически неоднородной среде. Показано, что методика имеет преимущества по сравнению с традиционными при измерении малых эллиптичностей. Предложен возможный вариант оптического прибора для измерения эллиптичности состояния
поляризации в реальном времени с использованием данной методики.
В параграфе 4.3 сформулированы основные выводы из четвертой главы.
В Заключении сформулированы основные результаты работы.
Механизмы формирования поля пространственного заряда
Существует два основных механизма формирования поля пространственного заряда в ФРК: диффузионный и дрейфовый. Рассмотрим их подробнее [4].
При диффузионном механизме электроны, возбужденные светом, перемещаются из освещенных мест, где их концентрация выше, в направлении неосвещенных областей с концентрацией носителей более низкой, и затем захватываются ловушечными центрами. Пусть кристалл освещается интерференционной картиной со следующим распределением интенсивности (рис. 1.2): 1(х) — /о(1 + mcosqxx), (1.8) где qx — пространственная частота интерференционной картины. При фотовозбуждении электронов записывающим светом при диффузионном механизме возникают три решетки зарядов. Первая — решетка положительно заряженных доноров. Две другие — это решетки отрицательно заряженных ловушек, которые возникли за счет диффузии электронов вправо и влево относительно точки возбуждения. коэффициент поглощения света, е — заряд электрона, тех — время экспозиции, (3 — квантовая эффективность переходов и ku) — энергия квантов записывающего света). Из выражения (1.9) видно, что решетка поля сдвинута по фазе на тт/2 по отношению к интерференционной картине (синусоидальная зависимость Esc от qxx), а амплитуда решетки пропорциональна пространственной частоте qx.
В отличие от диффузионного механизма при дрейфовом механизме движение фотовозбужденного заряда происходит во внешнем электрическом поле EQ. Фотовозбужденные электроны движутся в одном направлении и, в среднем, проходят расстояние LQ ДО момента захвата па ловушки, LQ называется дрейфовой длиной переноса. На начальном этапе записи, когда поле решетки еще не влияет на движение электронов, распределение заряда можно представить в виде суммы двух решеток, которые образованы положительно заряженными донорами и отрицательно заряженными ловушками. При малых длинах дрейфа qxLo « 1 поле распределенного заряда:
Отсюда видно, что в данном случае поле решетки практически совпадает по фазе (несмещенная решетка) с интерференционной картиной, и его амплитуда не зависит от qx, но в то же время зависит от длины дрейфа.
Таким образом, механизмы фоторефракции достаточно разнообразны и позволяют создавать различные динамические решетки, как несмещенные (локальный отклик) относительно записывающей интерференционной картины, так и смещенные (нелокальный отклик). Так же, необходимо заметить, что исходя из соотношения для амплитуды поля пространственного заряда Esc(qx) (1.7) различные механизмы записи в одном и том же ФРК могут создавать разделение зарядов с разными значениями Esc(qx). Данное обстоятельство приводит к необходимости экспериментального исследования зависимости поля пространственного заряда Esc от qx для различных механизмов записи в конкретном ФРК перед его использованием. Это исследование позволит наиболее эффективно использовать ФРК для выбранной экспериментальной задачи.
Возникновение неоднородного распределения заряда и электрического поля в ФРК благодаря электрооптическому эффекту приводит к неоднородному изменению показателей преломления [29]. Физический смысл элсктрооптического эффекта заключается в локальном изменении показателя преломления под действием электрического поля, что приводит к повороту и неоднородной деформации оптической индикатрисы. С точки зрения кристаллооптики в основе электрооптического эффекта лежит зависимость компонент тензора диэлектрической непроницаемости afj (6Ґ = (ё") 1) от электрического поля Е. Если связь Aafj и Е линейна, то эффект называется линейным электрооптическим (эффект Поккельса), если связь ква дратична — то эффектом Керра. В кристаллах без центра инверсии эффект Поккельса значительно сильнее эффекта Керра. Линейная связь Ао; - и Е описывается обычно выражением: тензор электрооптических коэффициентов (тензор ; третьего ранга). Поскольку величина эффекта Поккельса очень мала, то есть Aafj/afj С 1, то компоненты тензора диэлектрической проницаемости можно записать в виде (в частном случае для кубических кристаллов):
Экспериментальное исследование параметров, влияющих на степень самовоздействия лазерного излучения. Наблюдение волноводного режима
При включении переменного электрического поля Е пучок, наблюдаемый на выходной грани кристаяла, сжимался вдоль направления приложенного поля. Процесс сжатия происходил в течении нескольких секунд (5 с при максимальном значении амплитуды поля, 2 с - при минимальном) и при достижении установившегося процесса экранировки внешнего поля полем пространственного заряда в кристалле сжатие пучка прекращалось. Так как величина параметра [IT используемого нами ФРК очень мала (fir Ю-12) [70], то вклад нелокальной составляющей поля пространственного заряда пренебрежимо мал [13]. Экспериментально это проявлялось отсутствием заметного искривления траектории пучка в кристалле, а именно отсутствием сдвига выходного профиля пучка при включении внешнего поля. В перпендикулярном направлении изменений поперечных размеров пучка не наблюдалось.
При максимальной величине приложенного к кристаллу поля (10 кВ/см) ширина пучка на выходе из кристалла составляла 13 мкм. При полях меньших 6 кВ/см его ширина на выходной грани уменьшалась, но не достигала ширины пучка на передней грани. На рис. 2.3 слева показаны зарегистрированные ПЗС-матрицей изображе ния пучка на выходной грани кристалла, а справа их профили по сечению пучка (прямая АВ) для различных значений амплитуд прикладываемого внешнего поля EQ.
Если фаза модулятора излучения изменялась на тг, то есть излучение попадало в кристалл в периоды, когда поле было направлено в противоположную сторону, то наблюдалась самодефокусировка (дополнительное расширение пучка). Причина самодефокусировки заключается в смене направления эффективной напряженности внешнего поля (направление внешнего поля в присутствии лазерного излучения) на обратное. При этом в кристалле инвертируется направление поля пространственного заряда Esc, что приводит к изменению знака изменения показателя преломления An на противоположный (1.13).
Расширение пучка происходило так же вдоль приложенного поля, степень дефокусировки зависела от амплитуды внешнего поля EQ. На рис. 2.4 показаны профили пучка на выходной грани кристалла в отсутствие поля и с полем амплитудой 4,5 кВ/см при дефокусировке.
Для получения зависимости значения ширины пучка на выходной грани кристалла от значения амплитуды прикладываемого поля EQ были получены профили пучка при различных значениях EQ. ПО полученным профилям определялись значения ширины. Из рис. 2.5 видно монотонное (близкое к линейному) уменьшение ширины пучка на выходной грани кристалла при увеличении амплитуды электрического поля. При величине поля 5,8-6,2 кВ/см диаметр пучка на выходной грани в рассматриваемом сечении совпадает с диаметром пучка на входной грани. Монотонное убывание ширины пучка на выходной грани кристалла с ростом амплитуды внешнего поля свидетельствует о том, что в кристалле не происходит формирование перетяжки, то есть ширина пучка по направлению от входа в кристалл к выходу из него либо изменяется монотонно (увеличивается или уменьшается), либо не изменяется. Таким образом, при величине внешнего электрического поля 5,8 - 6,2 кВ/см ширина пучка внутри кристалла постоянна по всей длине, то есть наблюдается одномерный светлый солитон.
На рис. 2.6 показана теоретическая зависимость ширины пучка от амплитуды знакопеременного внешнего поля в форме меандра, полученная в работе [13] для кристалла того же типа, но для других экспериментальных условий. Из рисунка видно, что зависимость является линейной. Сравнение рисунков 2.5 и 2.6 показывает, что экспериментальные результаты качественно согласуются с теоретическими оценками, полученными в [13].
Кроме того, в настоящей работе экспериментально исследована зависимость степени самофокусировки световой волны от фоновой освещенности. Из выражения (1.20) следует, что эта зависимость является слабой в случае, если интенсивность светового пучка велика по сравнению с фоновой освещенностью. Это подтверждено экспериментально. Установлено, что при изменении интенсивности фоновой освещенности от Ю-4 до Ю-2 доли интенсивности пучка, для амплитуды внешнего поля EQ= 10 кВ/см, эффективность самофокусировки падала не более чем на 5% .
В результате проделанной работы:
1. Экспериментально показано, что на пространственный спектр промодулированного по интенсивности лазерного излучения, при его распространении в фоторефрактивном кристалле во внешнем знакопеременном поле основное влияние оказывает величина амплитуды внешнего электрического поля и интенсивность фоновой засветки.
2. Показано, что возможность формирования экранированного одномерного пространственного солитона в фоторефрактивном кристалле в знакопеременном внешнем поле при прочих равных условиях определяется амплитудой внешнего поля.
Возможность использования пространственного разделения потока фотонов по их спину в оптически неоднородных средах для определения эллиптичности состояния поляризации
В различных областях науки и техники применяются поляриза-ционно оптические методы исследования, основанные на том факте, что по состоянию поляризации света, провзаимодеиствовавшего с веществом, можно судить о различных свойствах этого вещества. С помощью этих методов в области медицины исследуются процессы окисления и свертывания крови, а также кинетика иммунологических реакций [96]; в области офтальмологии решается задача ранней диагностики глаукомы, определяется степень истощения сетчатки [97]; в области атмосферной оптики определяются оптические параметры атмосферы [98, 99, 100]; в оптическом приборостроении контролируется качество оптического волокна, тонкопленочных зеркальных и просветляющих покрытий [101]; для решения технических задач изучаются напряжения в деталях машин и строительных конструкциях [102]; в области генной инженерии производится манипуляция мельчайшими частицами с помощью поляризованных лазерных пучков [103, 104].
Использование поляризациошю-оптических методов исследования в науке и технике приводит к необходимости определения состояния поляризации света. Для решения большинства задач достаточно знать лишь эллиптичность состояния поляризации, инфор мация об ориентации эллипса поляризации часто бывает излишней. В некоторых ситуациях возникает необходимость определения эллиптичности состояния поляризации слабо эллиптически поляризованного излучения. В таких случаях необходимо определять данную величину с высокой точностью.
Исходя из соображений, что эллиптически поляризованный свет представляет собой суперпозицию двух воли — право- и лево- циркулярно поляризованных, с относительными интенсивностями, зависящими от эллиптичности состояния поляризации, проблему измерения эллиптичности поляризации световой волны можно решить с помощью среды, которая способна разделить эти волны. Соотношение (3.7) выражает зависимость эллиптичности состояния поляризации излучения по интенсивности от отношения интенсивностей право- и лево- циркулярно поляризованных волн, присутствующих в этом излучении: здесь ід, II — интенсивности волн с правой и левой циркулярной поляризацией соответственно, е — эллиптичность поляризации по интенсивности.
Как уже было сказано в параграфе 3.1, обращение волнового фронта циркулярно поляризованной волны, прошедшей через волокно, позволяет инвертировать процесс распространения света в волокне и получить на выходе из него узкий световой пучок [84]. Если обращенная волна имеет произвольную эллиптичную поляризацию, то на выходе должны наблюдаться два пучка, повернутых относительно друг друга на некоторый угол вокруг оси волокна, определяемый соотношением (3.4). Отношение интенсивностей этих волн однозначно определяет эллиптичность поляризации обращенной волны (3.7). Так, например, при циркулярной поляризации обращенной волны будет наблюдаться один луч, а при ее линейной поляризации — два равных по интенсивности.
Таким образом, пространственное разделение произвольно эллиптически поляризованного излучения на две присутствующие в ней компоненты с ортогональными циркулярными состояниями поляризации позволит определить соотношение интенсивностей этих компонент. По этому соотношению можно однозначно определить эллиптичность состояния поляризации исследуемой волны.
1. На основе анализа литературы отмечена принципиальная возможность управления пространственным спектром лазерного излучения в оптически неоднородных средах.
2. Выявлена возможность пространственного разделения произвольно эллиптически поляризованного излучения на две компоненты с взаимно ортогональными циркулярными состояниями поляризации.
3. Предсказано влияние неоднородности оптического эффекта Магнуса на степень пространственного разделения лазерного пучка.
4. Предсказано влияние поляризации лазерного излучения на пространственный спектр разделенного пучка. Предложен новый метод определения эллиптичности состояния поляризации лазерного излучения.
Экспериментальная установка для исследования двухволнового смешения при различных механизмах записи решеток в фоторефрактивном кристалле
Предлагается принципиально новая методика определения эллиптичности состояния поляризации лазерного излучения. Методика основана на пространственном разделении когерентного излучения в оптически неоднородной среде на две волны с ортогональными циркулярными состояниями поляризации.
Использовалась экспериментальная установка, аналогичная описанной в п. 4.2.1 (рис. 4.5). Обращение волнового фронта осуществлялось по принципу четырехволнового смешения в фоторефрак-тивном кристалле ниобата бария-натрия. В работе использовалось многомодовое оптическое волокно со ступенчатым профилем показателя преломления длинной 150 мм и радиусом сердцевины 50 мкм. Показатели преломлений оболочки и сердцевины волокна составляли соответственно пс\ = 1,454, nco = 1,470.
Эксперимент проводился следующим образом. Записанная в фо-торефрактивном кристалле 8 голограмма излучения, выходящего из волокна, освещалась встречной опорной волной IQ , которая в результате дифракции на голографической решетке в данном кристалле порождала волну, обращенную к сигнальной 1рс. Сигнальной волной Iso являлось линейно поляризованное излучение, полученное из цир кулярно поляризованной волны, пропущенной через многомодовое оптическое волокно 9 и четвертьволновую пластинку ,6. Все волны в кристалле (сигнальная /50, опорная встречная IQ , опорная попутная /о) имели линейные поляризации, параллельные плоскости падения лучей на кристалл и оптической оси кристалла.
Кристалл ниобата бария-натрия не является кубическим, и записанная в нем решетка показателей преломления имеет сильно отличающиеся дифракционные эффективности для ортогональных линейных поляризаций, поэтому эллиптичность состояния поляризации обращенной волны в данном эксперименте необходимо было задавать после кристалла 8, непосредственно перед ее входом в во-локно 9. С этой целью перекрывался попутный опорный луч /о, и в процессе стирания записанной голограммы четверть волновая пластинка б поворачивалась на заданный угол. Известно, что эллиптичность поляризации е линейно поляризованного света, прошедшего через четвертьволновую пластинку, зависит от угла ф между медленной осью пластинки и плоскостью поляризации света перед пластинкой в соответствии с соотношением: е - tan2(0). (4.5)
Прошедшая через волокно 9 обращенная волна отражалась от полупрозрачного зеркала 1 в направлении ПЗС-матрицы 10. В данном эксперименте предъявлялись особые требования к полупрозрачному зеркалу 1. Само зеркало и угол его поворота относительно обращенного излучения выбирались такими, чтобы коэффициенты отражения излучений с ортогональными линейными состояниями поляризаций совпадали с высокой точностью.
В случае, если обращенная волна имела произвольную эллиптичность состояния поляризации, ПЗС-матрицей детектировалось два циркулярно поляризованных пучка с противоположными направлениями циркуляции. Детектируемое матрицей изображение (рис. 4.7) обрабатывалось программой, строящей зависимость яркости пикселя от положения по выделенному направлению. Значения яркостей всех пикселей в пределах пучка суммировались, тем самым определялось относительная величина интенсивпостей пучков. Отношение этих величин есть отношение интенсивностей ортогонально циркулярно поляризованных волн, присутствующих в исследуемом эллиптически поляризованном излучении. Из полученных в эксперименте значений IR/IL ПО формуле (3.7) определялась эллиптичность поляризации света е.
Эллиптичность поляризации обращенной волны так же была определена экспериментально по следующей схеме (традиционный метод). На пути обращенной волны, прошедшей через четверть волновую пластинку временно устанавливался поляризатор и фотодетектор. Вращением поляризатора вокруг оси, параллельной направлению распространения излучения, определялись наименьшее 1ь и наибольшее 1а значения интенсивностей проходящего через поляризатор излучения. Отношение этих величин есть эллиптичность поляризации исследуемого излучения е = h/h Задаваемая на входе в волокно эллиптичность поляризации обращенной волны ео выражалась из угла поворота четверть-волновой пластинки ф в соответствии с соотношением (4.5).
На рис. 4.9 представлен график зависимости исследованной экспериментально эллиптичности состояния поляризации волны е от ее задаваемого значения ео. На графике приведены значения эллиптичности поляризации обращенной волны, полученные предлагаемым методом, а так же значения эллиптичности поляризации излучения, определенные традиционным методом.
