На виході спектрографа формувалася двовимірна частотно-кутова картина розсіяння. Відхилення світла по горизонталі відповідало частоті розсіяної хвилі, по вертикалі - куту розсіяння в площині хвилевих векторів накачувань. Пристрій касетної частини спектрографа дозволяє проводити як фотографічну, так і електронну реєстрацію сигналу. У останньому випадку приймачем сигналу служить Феу2, що працює в аналоговому режимі. Його сигнал через широкосмуговий підсилювач з регульованим коефіцієнтом передачі поступає в швидкодіючий стробований АЦП інтегруючого типу, такий, що входить до складу крейта КАМАК і далі в ЕОМ типу IBM PC/AT, що управляє. ЕОМ за допомогою блоків, що входять до складу крейта КАМАК, що управляє, здійснює синхронізацію і управління роботою окремих вузлів установки. У справжньому варіанті установки, при фотоелектронній реєстрації спектру, ФЕУ був нерухомий, і перед ним була поміщена щілина змінної ширини з мікрометричним гвинтом. Сканування спектру по частоті здійснювалося шляхом повороту призматичної частини спектрографа кроковим двигуном Шд1. Інший двигун Шд2 служить для повороту кристала в площині, що містить всі промені накачувань, що дає можливість змінювати розлад фазового синхронізму в зразку. Додатковий фотоприймач Феу1 служить для контролю потужності накачування. Використання переривника пробного променя ПЛ дозволяє автоматично віднімати фон, пов'язаний із засвіченням фотоприймача випромінюванням сумарної частоти двох інфрачервоних лазерів. Оптична схема установки орієнтована на реєстрацію стоксовой компоненти розсіяного випромінювання. Це дозволяє легко переходити від спостереження спонтанного трьох фотонного розсіяння світла на поляритонах до спостереження розсіяння на когерентно збуджених станах середовища простим включенням ГИК накачувань, оскільки в обох випадках розсіяне випромінювання лежить в одному частотно-кутовому інтервалі.
Розділ 4. Дослідження характеристик кристалів методом активної спектроскопії
Чотирьох хвильове розсіяння світла збуджувалося в кристалах ніобіту літію, легованих магнієм Mg: LiNbO3 з концентрацією домішки Мg 0.68масс.% і 0.79масс.% (кристали No.4,5). Дані за показниками заломлення у видимій і ближній ГИК області для кристала No.4 були отримані шляхом інтерполяції даних для кристалів No.3,5. У експерименті збуджувався поляритон в околицях частот 541см-1, 550см-1, 558.5см-1, 560см-1. Для цього для кожного вибраного значення частоти поляритону wP встановлюється частота генерації перебудованого лазера w2 відповідно до другого рівняння з (12). Потім промені ГИК накачувань прямували на кристал під фіксованими кутами 1 qі 2 qдо напряму розповсюдження зондуючого накачування. Далі вимірювалася залежність інтенсивності сигналу на частоті S=L-1+2 wwwвід кута повороту кристала aв площині хвилевих векторів накачувань.
Спектральна ширина ліній накачувань складала приблизно 1см-1 для випромінювання основної і другої гармонік YAG:Nd+3-лазера і не більше 6см-1 для перебудованого лазера. Ширина ліній сигнального випромінювання, що народжувалося, повністю відповідала частотній структурі накачувань. Пікова потужність накачувань на вході в кристал: пробної хвилі ~0.25 Мвт, першого збудливого променя ~0.05 Мвт, другого збудливого променя ~0.01 Мвт. У експерименті використовувалися накачування з частотами wL і w1 з незвичайною поляризацією, випромінювання перебудованого -лазера мало звичайну поляризацію. Величина інтенсивності сигналу чотирьох фотонного розсіяння при точній настройці кутового синхронізму істотно - майже на 4 порядки - перевищувала інтенсивність спонтанного трьох хвильового розсіяння. При цьому сигнал спонтанного розсіяння збирався зі всієї довжини зразка 1 ~см, а сигнал чотирьох фотонного розсіяння - лише з області перетину променів накачувань завдовжки 0,5-1мм.
Для кожної фіксованої сигнальної (а, означає, і поляритонної) частоти область вирішень умов точного синхронізму в просторі кутівa, q1 і q2 є ділянкою кривої. З урахуванням можливого розладу синхронізму ця крива повинна розмиватися. Для кожної різниці частот w1-2=P wwбула проведена серія вимірювань форми лінії Is(), у якій взаємна орієнтація зондуючої хвилі і одній з ГИК накачувань залишалася постійною на вході кристала, а кут падіння інший ГИК накачування мінявся від постанова до постанову. Типовий вид окремої форми лінії розсіяння приведений на рис.17. На нижній осі абсцис відкладений розлад просторового синхронізму прямого процесу, на верхній осі абсцис відкладений кут повороту кристала. Лінія розсіяння має один яскраво виражений максимум з кутовою шириною порядка 0.50, в одиницях хвилевих розладів - 600 см-1 . Проте, по ширині цієї лінії не можна визначити величину поглинання, оскільки істотна расходимость променів. Було перевірено, що при зменшенні расходимости першого збудливого променя зменшується ширина лінії розсіяння. Також в інтенсивність сигналу складається розсіяння на сусідніх частотах з певним розладом, оскільки збуджується поляритон з частотною шириною порядка 5 см-1. Кожна серія подібних вимірювань форми лінії Is(), знята при фіксованому вугіллі q2 і змінному вугіллі q1, була розподілом Is(а,1).
На верхньому графіку рис.18 на площині координат кут повороту кристала a - кут падіння ГИК хвилі q1 представлені результати вимірювань для однієї серії, в рамках якої зберігалися постійними кут падіння q2=410 і центральна частота генерації w2 перебудований ГИК лазера, при якій збуджується поляритон на частоті np=541 см-1. Крапками відмічені положення максимумів кривих Is, що експериментально спостерігалися(a). Розмір вертикальних штрихів відповідає ширині максимумів. На нижньому графіку рис.18 представлена інтенсивність розсіяного випромінювання в максимумі при кожному положенні кута 1. При проходженні цієї серії вимірювань при кутах закладу першого “розігріваючого” променя q1=600-680, послідовно збуджувався поляритон на частотах np=539-543 см-1. Спостерігалося збільшення інтенсивності розсіяної хвилі при q1=640-650, оскільки інтенсивність другого “розігріваючого” променя має максимум на частоті, відповідній частоті поляритону np=541 см-1. Знаючи взаємну орієнтацію і довжини хвилевих векторів можна визначити з рівнянь (13) і (16) довжину хвилевого вектора і показник заломлення поляритону. Основну помилку до точності вимірювання показника заломлення вносить ширина лінії генерації лазера, що перебудовується.
На графіках рис.19 представлені результати серії вимірювань для кута q2=29.50 і центральної частоти генерації w2 перебудований ГИК лазера, при якій збуджується поляритон на частоті np=550 см-1. В даному випадку спостерігається максимальна інтенсивність сигнальної хвилі при вугіллі q1=570, це говорить про те, що при цьому вугіллі збуджується поляритон на частоті np=550 см-1. На рис.20 представлені перебудовані криві серії вимірювань для двох кристалів з концентрацією домішки магнію 0.68масс.% і 0.79масс.% для кута 2=18.50. При цьому збуджується поляритон в околиці частоти p=560 см-1. Очевидна відмінність в перебудованих кривих і в положенні максимуму інтенсивності розсіяної хвилі для двох кристалів. На рис.21 представлена перебудована крива серії вимірювань для кристала з концентрацією домішки магнію 0.41масс.% для кута q2=00. Цей кристал має відмінний від двох попередніх кристалів напрям осі Z, тому необхідні інші значення кутів закладу променів, щоб порушити таку ж частоту поляритону. Аналогічно можна визначити показник заломлення поляритону для цих трьох зразків кристалів на частоті p=560 см-1.
Набутих за допомогою чотирьох хвилевої методики значень звичайного показника заломлення на частоті 560 см-1 для кристалів з різною концентрацією магнію рівні: no(0.41масс.%Mg) =6.53, no(0.68масс.%Mg) =6.37, no(0.79масс.%Mg) =6.2. Основну частку до погрішності вимірювання no вносить точність вимірювання частоти лазера, що перебудовується і частотна ширина його генерації. Проте, при фіксованій частоті поляритону точність вимірювання частоти цього лазера на помилку величини зміни показника заломлення не впливає. Тому в даному випадку помилка вимірювання зміни показника заломлення залежно від концентрації домішки не перевищує ±0.02. Таким чином, ми можемо сказати, що на верхньому фононному поляритоні виявляється аналогічна залежність, як і у видимому діапазоні: при збільшенні концентрації приміси показник заломлення падає.
Мал.17. Форма лінії розсіяння при повороті кристала
Мал.18. Перебудована крива (1) aqі інтенсивність розсіяного випромінювання I(1) qпри вугіллі падіння q2=410 і збудженні поляритону в околиці частоти np=541см-1 для кристала ніобіту літію з концентрацією домішки магнію 0.68масс.%.
Мал.19. Перебудовна крива (1) aqі інтенсивність розсіяного випромінювання I(1) qпри вугіллі падіння q2=29,50 і збудженні поляритону в околиці частоти np=550 см-1 для кристала ніобіту літію з концентрацією домішки магнію 0.68масс.%.
Мал.20. Перебудовна крива (1) aqі інтенсивність розсіяного випромінювання I(1) qпри вугіллі падіння q2=18,50 і збудженні поляритону в околиці частоти np=560 см-1 для кристалів ніобіту літію з концентрацією домішки магнію: 0.68масс.% l; 0.79масс.% n.
Мал.21. Перебудовна крива (1) aqі інтенсивність розсіяного випромінювання I(1) qпри вугіллі падіння q2=00 і збудженні поляритону в околиці частоти np=560см-1 для кристала ніобіту літію з концентрацією домішки магнію 0.41масс.%.
Мал.22. Дисперсія поляритонов, зміряна по трьох хвильовій і чотирьох хвилевій методиці для кристалів ніобіту літію з концентрацією домішки магнію: 0.41масс.% s; 0.68масс.% l; 0.79масс.% Ž.
Висновок
У роботі досліджувалися кристали ніобіту літію з різною концентрацією магнію. При цьому використовувалися метод спонтанного параметричного розсіяння і чотирьох хвильове зміщення.
1. Отримані залежності показників заломлення у видимому і ближньому інфрачервоному діапазоні від концентрації домішки магнію. Концентрація домішки магнію мінялася в межах 0-1%.
2. Виявлена аномальна поведінка незвичайного показника заломлення в полідоменному кристалі.
3. Спостерігалася нелінійна дифракція при спонтанному параметричному розсіянні в полідоменном кристалі. Визначений період доменної структури в полідоменному кристалі методом СПР.
4. Отримані дисперсії звичайного показника заломлення на поляритонних частотах для кристалів з різною концентрацією домішки методом СПР. Проте, цей метод не дозволив виявити відмінності дисперсійних характеристик кристалів в дальній інфрачервоній області.
5. Зміряний звичайний показник заломлення на поляритоні фонона 580 см-1 для трьох концентрацій домішки магнію методом чотирьох хвильового зміщення. Цей метод дає набагато більшу точність, що дозволило виявити різницю в показнику заломлення для кристалів з різною концентрацією домішки магнію.
6. Розроблена методика чотирьох хвильового зміщення на когерентне порушуваних поляритонах.
Список літератури
1. Д.Н. Клишко. Фотони і нелінійна оптика, Наука, М., 1980 р.
2. J.P. Coffinet and F. De Martini. Phys.Rev.Lett. vol.22 №2, pp.60-64 (1969).
3. Д.Н. Клишко. Листи в ЖЕТФ, 6, 490, 1967.
4. Д.Н. Клишко, В.Ф. Куцов, А.Н. Пенін, Б.Ф.Полковников. ЖЕТФ, 62
1846, 1972.
5. Ф. Цернике, Д. Мідвінтер. ”Прикладна нелінійна оптика”. “Мир”; М.; 1976.
6. А.Л. Александровський, Г.Х. Китаєва, С.П. Кулік, А.Н. Пенін. “Нелінійна дифракція при параметричному розсіянні світла”.ЖЭТФ, 63, 613-615, 1986.
7. А.Л. Александровський, П. Посмикевіч, І.А. Яковльов. ФТТ, 25, 1199, 1983.
8. A.L. Aleksandrovski, I.I. Naumova, V.V. Tarasenko. Ferroelectrics, 141, 147-152, 1993.
9. А.Л. Александровський, О.А. Гліко, І.І. Наумова, В.І. Прялкин. “Лінійна і нелінійна дифракційні грати в монокристалах ніобіту літію з періодичною доменною структурою”. Квантова електроніка, т.23 №7, с. 1-3, 1996.
10. А.Л. Александровський, Г.І. Ершова, Г.Х. Китаєва, С.П. Кулік, І.І.Наумова, В.В. Тарасенко.”Дисперсия показників заломлення в кристалах LiNbO3:Mg і LiNbO3:Y”. Квантова електроніка, 18, 254-256, фев., 1991.
11. Г.М. Георгиев, Г.Х. Китаєва, А.Г. Міхайловський, А.Н. Пенін, Н.М. Рубініна. Фіз. Твердий. Тіла (Ленінград), 16, 3524, 1974.
12. Д.Н. Клишко, А.Н. Пенін, Б.Ф. Поліванов. “Параметрична люминисценция і розсіяння світла на поляритонах”. Листи в ЖЕТФ, 2, 11-14, 1970.
13. Winter F.X, Claus R. Optic Communication, 6, 22-25, 1972.
14. Ю.Н. Поліванов, А.Т. Суходольський. “Спостереження інтерференції прямих і каскадних процесів при активній спектроскопії поляритонов”. Листи в ЖЕТФ, 25, 240-244, 1977.
15. В.Л. Стріжевський, Ю.Н. Яшкир. Квантова електроніка, т.2 №5, стр.995, 1975.
16. F. DeMartini, G. Giuliani, P. Mataloni, E. Palange and Y.R. Shen. Phys.Rev.Lett. vol.37 №7, pp.440-443, 1976.
17. G.M. Gale, F. Vallee, and C. Flitzanis. Phys.Rev.Lett. vol.57 №15, pp.1867-1870, 1986.
18. Ахманов С.А., Коротєєв Н.І. “Методи нелінійної оптики в спектроскопії розсіяння світла”. с. 38, 1981.
19. Д.Н. Клишко. Квантова електроніка, т. 2, 2, с. 265-271,1974.
