- •А.Г. Акманов, б.Г. Шакиров оСновы квантовых и оптоэлектронных приборов
- •Введение
- •1 Физические основы лазеров
- •1.1Оптическое излучение
- •1.2Энергетические состояния квантовой системы. Населенности квантовых уровней
- •1.3Элементарные процессы взаимодействия оптического излучения с веществом
- •Спонтанные переходы
- •Вынужденные переходы
- •Спонтанное излучение
- •1.4Основы теории формы и ширины линии излучения
- •Доплеровское уширение
- •1.5Коэффициенты Эйнштейна. Термодинамическое рассмотрение
- •1.6Квантовое усиление в среде
- •1.7Квантовый генератор (лазер)
- •1.8Методы инверсии населенностей квантовых уровней
- •1.9Метод оптической накачки
- •1.10Кинетические уравнения для населенностей уровней
- •1.11 Оптические резонаторы
- •1.11.1 Добротность открытого резонатора
- •1.11.2 Волновая теория открытого резонатора
- •1.11.3 Дифракционная теория
- •1.11.4 Геометрическая теория открытого резонатора
- •Типы оптических резонаторов
- •1.11.5 Селекция типов колебаний
- •2Твердотельные лазеры
- •2.1Рубиновый лазер
- •2.2Неодимовые лазеры
- •2.3Устройство твердотельного лазера
- •2.4Система оптической накачки
- •2.5Электрическая схема питания лазера
- •2.6Режимы работы твердотельных лазеров
- •Режим свободной генерации
- •Режим модулированной добротности
- •Режим синхронизации мод
- •3Газовые лазеры
- •3.1Принцип работы и конструкция газовых лазеров
- •3.2Инверсия населенностей в плазме газового разряда
- •3.3Гелий – неоновый лазер
- •3.4Аргоновый лазер
- •3.5Со2-лазер
- •4Полупроводниковые лазеры
- •4.1Физические основы работы полупроводникового лазера
- •4.1.1Энергетические состояния в полупроводниках
- •4.1.2 Излучательные и безызлучательные переходы.
- •4.1.2Условие усиления электромагнитной волны в полупроводнике
- •4.2Инжекционный полупроводниковый лазер на гомопереходе
- •4.3Инжекционный полупроводниковый лазер на гетеропереходе
- •4.4Характеристики и параметры полупроводниковых лазеров
- •4.5Применения полупроводниковых лазеров
- •5Оптические модуляторы
- •5.1Электрооптические модуляторы
- •Линейный электрооптический эффект в одноосных кристаллах
- •Фазовая и амплитудная модуляция света в одноосных кристаллах. Модуляционная характеристика электрооптического модулятора
- •Режимы работы и конструктивные особенности электрооптических модуляторов
- •5.2Акустооптические модуляторы
- •5.3Магнитооптические модуляторы
- •6Волоконно-оптические усилители
- •6.1Принцип работы волоконно-оптических усилителей
- •6.2Устройство и схемы волоконно-оптических усилителей
- •6.3Характеристики и параметры волоконно-оптических усилителей.
- •7Основы нелинейной оптики
- •7.1Поляризация диэлектрика. Нелинейная поляризация
- •7.2Генерация оптических гармоник, суммарных и разностных частот
- •7.3Фазовый синхронизм в одноосных кристаллах
- •7.4Самофокусировка света
- •7.5Двухфотонное поглощение
- •7.6Вынужденное комбинационное рассеивание света
- •8Элементы оптоэлектронных приборов
- •8.1Физические основы работы полупроводниковых светоизлучающих диодов
- •8.2Внутренний и внешний квантовые выходы
- •8.3Потери излучения в светоизлучающем диоде
- •8.4Излучательная и спектральная характеристики светоизлучающего диода
- •8.5Модуляционная характеристика светоизлучающего диода
- •8.6Параметры и электрические характеристики светоизлучающего диода
- •8.7Конструкции излучающего диода и эффективность связи с волоконным световодом
- •8.8Принцип работы полупроводниковых фотоприемников
- •8.9 Внутренний фотоэффект. Фотопроводимость
- •8.10Скорость оптической генерации носителей заряда
- •8.11Процессы рекомбинации носителей заряда
- •8.12Основное характеристическое соотношение фотопроводимости
- •8.13Процессы релаксации
- •8.14Фоточувствительность. Фототок. Усиление фототока
- •8.15Характеристики фотоприемников
- •8.16Фотодиоды
- •Лавинные фотодиоды
- •Параметры лавинного фотодиода лфд-2-а
- •8.17Фототранзисторы
- •8.18Фототиристоры
- •8.19Фоторезисторы
- •Список литературы
- •Содержание
7.4Самофокусировка света
Физические причины этого нелинейного эффекта заключаются в изменении показателя преломления среды в сильном световом поле. Первый член в формуле (7.11) обладает периодичностью во времени такой же, как и у первичной волны. Однако это – нелинейный член, так как в качестве коэффициента при cos(t-kх) стоит E03. Таким образом, с кубичным по полю членом в нелинейной поляризации связано переизлучение на частоте падающей волны, но с амплитудой, пропорциональной коэффициенту и кубу амплитуды падающей волны. Этот член обусловливает появление нелинейной поправки к показателю преломления среды. Электрическая индукция D на частоте может быть представлена в виде:
D=0E=0Е0 cos(t - kх)=[1++3/4E02]0Е0сos(t-kх) (7.21)
и, следовательно, диэлектрическая проницаемость: =n2=л + 2Е02 (7.22)
где л=1+, а 2=3/4. Поскольку 2Е02<<л, то (7.22) можно переписать в виде: n= n0 +n2E2 (7.23)
где n0=л1/2. Таким образом, интенсивная световая волна изменяет показатель преломления среды. Добавочный член n2E2 тем больше, чем больше интенсивность падающей волны. Такие оптические эффекты принято называть самовоздействием световой волны. За счет появления нелинейных добавок к диэлектрической проницаемости (или к показателю преломления n) световая волна изменяет собственную фазовую скорость , а также коэффициент поглощения в среде, причем эти изменения пропорциональны квадрату амплитуды волны Е02. Это самовоздействие и приводит к эффекту самофокусировки света.
В поле ограниченного интенсивного светового пучка первоначально однородная среда в силу формулы (7.23) становится оптически неоднородной, следовательно, показатель преломления среды определяется теперь распределением интенсивности распространяющейся волны. Это приводит к явлению нелинейного преломлению света, характер которого определяется знаком нелинейной добавки n2E2. В среде с n2>0 области максимальной интенсивности света являются одновременно и наиболее оптически плотными. В этом случае нелинейное преломление должно приводить к самофокусировке, так как периферийные лучи отклоняются в область, где поле максимально.
Чрезвычайно важным обстоятельством, выделяющим эффект самофокусировки среди других нелинейных оптических процессов, является его «лавинный» характер. Действительно, даже слабое увеличение интенсивности в некотором участке светового пучка в среде с n2>0 приводит к концентрации лучей в этой области, следовательно, и к дополнительному возрастанию интенсивности, которое еще усиливает эффект нелинейного преломления и т.д. Однако пучок с конечным поперечным сечением должен одновременно дифрагировать. Если эффект самофокусировки окажется сильнее дифракции, только тогда пучок будет сфокусирован. Так как действие самофокусировки пропорционально n2E2, а действие дифракции обратно пропорционально квадрату радиуса пучка, следовательно, когда пучок сжимается из-за самофокусировки, одновременно усиливается действие и самофокусировки, и дифракции. Если последняя возрастает быстрее, то в некоторой точке дифракция берет верх над самофокусировкой и сфокусированный пучок, достигнув минимального сечения (фокальной точки) должен расходиться.
Условия самофокусировки. Пусть в нелинейной среде с n2>0 распространяется цилиндрический пучок радиуса а (рис.7.5). Тогда вне пучка показатель преломления n0=л1/2 , а внутри пучка: n=n0+n2E2. Лучи, падающие на границу пучка изнутри, совершают переход из среды оптически более плотной в среду оптически менее плотную; следовательно, при достаточно больших углах для них возможен эффект полного внутреннего отражения. Критический угол соответствует лучу, угол наклона β0 которого к оси пучка равен: β0=arccos[n0/(n0+n2E2)] (7.24)
|
Рис.7.5. Самоканализация интенсивного светового пучка в нелинейной среде.
|
Лучи с β>β0 отклоняются от оси пучка, лучи с β<β0 отклоняются к оси пучка. В пучке, фронт которого (поверхность равной фазы) на входе в нелинейную среду является плоским, угол β определяется дифракцией:
βд=0,61λ0/n02a (7.25)
Относительный вклад нелинейного преломления и дифракции в поведение такого пучка можно оценить, сравнивая углы β0 и βд. При β0<βд пучок расходится, однако темп дифракционной расходимости меньше, по сравнению с линейной средой. При β0=βд нелинейное преломление полностью компенсирует дифракционную расходимость луча; размеры и форма пучка остаются неизменными при распространении его в нелинейной среде. Пучок создаёт для себя своеобразный оптический волновод, по которому распространяется без расходимости. Этот режим называется режимом самоканализации волнового пучка. Пользуясь формулами (7.24) и (7.25), нетрудно убедиться, что условие (7.24) накладывает требование лишь на полную мощность пучка и величину нелинейности среды. Выражение для критической мощности самоканализирующегося пучка есть: βд2/2=n2E2кр/n0;
Pкр=λ20с(1,22)2/256n2 . (7.26)
При β0>βд и, следовательно, при P>Pкр лучи отклоняются к оси пучка –происходит самофокусировка (рис.7.6.). В этом случае нелинейная среда действует как собирающая линза. Её фокусное расстояние можно оценить, пользуясь формулой (7.26). Вводя дифракционную длину Rд=ka2/2 ≈ a/βд, получаем из (7.26), что условие β0=βд эквивалентно условию:
Rд=a/2 ≡Rнл. (7.27)
Величина Rнл, имеющая размерность длины, называется эффективной длиной самофокусировки.
Рис.7.6. Самофокусировка интенсивного светового пучка в нелинейной среде.
После самофокусировки луч превращается в тонкую нить на оси пучка. Для данной среды эта нить имеет постоянный диаметр в пределах ±20% и протяжённость равна нескольким сантиметрам. Диаметр нити равен диаметру фокального пятна, а интенсивность в нити – интенсивности в фокусе. Интенсивность света в такой нити может достигать десятков гигаватт на квадратный сантиметр.