Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике - Петров М.П.
Скачать (прямая ссылка):
4.64. Леванюк А. П., Осипов В. В. Механизмы фоторефрактивного эф-фекта//Изв, АН СССР. Сер. физ. 1977. Т. 41, № 4. С. 752—770; Levanyuk А. Р., Osipov V. V., Sigov A. S. Theory of photoinduced changes in refractive index and spontaneous polarization/VFerroelectrics. 1978. Vol. 18. P. 147—151.
4.65. Micheron F. Sensitivity of the photorefractive process//Ibid. P. 153—158.
4.66. F e i n b e r g L,, Heiman D., Tanguay A. R,, Jr., Hell-war t h R. W. Photorefractive effects and light-induced charge migration in barium titanate//J. Appl. Phys. 1981. Vol. 51, N 3. P. 1297—1305.
4.67. Погосян A. P., Уюкин E. М., Леванюк А. П. Экспериментальное обнаружение неполевого вклада в фоторефрактивный эффект в кристаллах LiNb03 : Fe/УФТТ. 1980. Т. 22, № 12. С. 3725—3727.
4.68. Винецкий В. Л., Кухтарев Н. В, Теория проводимости, наводимой при записи голографических решеток в неметаллических кристаллах// ФТТ. 1974. Т. 16, № 12. С. 3714—3716.
4.69. Krumins A., Gunter P. Holographic currents in reduced KNb03 cry-stals//Phys. Stat. Sol. 1981. Vol. A63. P. КШ—КП4.
4.70. Трофимов Г. С., Степанов С. И. Стационарные голографические токи в Bi12SiO20//®TT. 1988. Т. 30, №3. С. 919—921.
4.71. Трофимов Г. С. .Степанов С. И. Нестационарные голографические токи в фоторефрактивных кристаллах//ФТТ. 1986. Т. 28, № 9. С. 2785—2789; Петров М. П., Степанов С. И., Трофимов Г. С. Нестационарная ЭДС в неоднородно освещенном фотопроводнике//Письма в ЖТФ- 1986. Т. 12, № 15. С. 916— 921.
4.72. Стурман Б. И. Фотогальванический эффект — новый механизм нелинейного взаимодействия волн в электрооптических кристаллах//Квантовая электрон. 1980. Т. 7, № 3. С. 483—488.
4.73. Одулов С. Г, Обнаружение пространственно-осциллирующего фотогаль-
ванического тока в кристаллах ниобата лития, легированных железом//Письма в ЖЭТФ. 1982. Т. 35, № 1. С. 10—12.
4.74. Одумов С. Г., О л е й н и к О. И. Динамические голограммы в кристал-
лах LiNb03, обусловленные когерентным фотогальваническнм эффектом// Квантовая электрон. 1983. Т. 10, № 7. С. 1498—1501.
4.75. Киселева И. Н., Обуховский В. В., Одулов С. Г. Параметрическое рассеяние голографического типа в кристаллах группы 3/л//ФТТ. 1986. Т. 28, № 10. С. 2975—2980.
4.76. Novikov А., Odoulov S., Oleinik О., S t и г ш а п В. Beam-
coupling, four-wave mixing and optical oscillation due to spatially-oscillating
photovoltaic currents in lithium niobate crystals//Ferroelectrics. 1987. Vol. 75, N 1—2. P. 295—315.
4.77. Одулов С. Г. Сдвиговые динамические голограммы в фоторефрактивных кристаллах: Дис. ...д-ра физ.-мат. наук. Киев, 1988. 402 с.
I
Глава 5
ДИФРАКЦИЯ СВЕТА НА ОБЪЕМНЫХ АНИЗОТРОПНЫХ ФАЗОВЫХ РЕШЕТКАХ В ФРК
Благодаря анизотропии линейного электрооптического эффекта, посредством которого осуществляется преобразование поля пространственного заряда Esc (х) в фазовый рельеф, фазовые решетки в ФРК также оказываются анизотропными. Это означает, что по существу они представляют собой пространственно-периодические распределения оптической анизотропии кристалла, и их амплитуда описывается тензорной величиной. Более того, в исходном состоянии ФРК обладают линейным или циркулярным двупреломлением ((оптической активностью), т. е. свет распространяется по ним в виде собственных ортогонально-поляризованных световых волн с отличающимися показателями преломления.
Рассмотрению методов описания дифракционных явлений для подобных решеток, их селективных свойств, амплитудно-поляризационных характеристик продифрагировавших на них световых волн и посвящена данная глава. При проведении анализа здесь в отличие от следующей главы мы не будем учитывать возможное влияние световых пучков на решетку в ФРК, т. е. ограничимся рассмотрением случая заданной решетки.
5.1. Основы дифракции света на объемных фазовых решетках
Изложим вкратце суть основных подходов, используемых в настоящее время для описания дифракции света на объемной фазовой решетке в оптически изотропной прозрачной среде [5.1—5.41. Пространственное распределение диэлектрической проницаемости 8“ (г), которая в данном случае оказывается скалярной величиной, при этом описывается выражением
е“ (г) = еи + Де“ cos (Кг). (5.1)
Здесь еи — среднее значение диэлектрической проницаемости однородной, невозмущенной среды; Леи — амплитуда рассматриваемой фазовой решетки. Вектор К принято называть волновым вектором (или просто вектором) объемной решетки. Таким образом, вектор решетки К оказывается ориентированным перпендикулярно к слоям решетки с равным показателем преломления, а его модуль | К | = = 2л/Л, где Л — пространственный период решетки (рис. 5.1, а).
76
а
б
Рис. 5.1. Геометрическая иллюстрация выполнения условий Брэгга (а) и векторная диаграмма, поясняющая выполнение условий Брэгга в оптически изотропной
среде (б).
Известно, что эффективная дифракция плоской световой волны на подобной объемной решетке наблюдается лишь при выполнении условия Брэгга, когда длина волны света в среде к/п, угол его падения 0В и период решетки связаны следующим соотношением:
2Л sin 0в = 'к/п.. (5-2)
