Формирование неоднородно поляризованных световых пучков и импульсов в средах с пространственной дисперсией нелинейно-оптического отклика

• Автор: Пережогин, Игорь Анатольевич
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 108 с. : ил.

Содержание.
Введение
Глава 1. Генерация суммарной частоты в объеме изотропной гиротропной среды при коллинеарной геометрии взаимодействия однородно эллиптически поляризованных гауссовых пучков основного излучения
§1.1. Особенности генерации суммарной частоты в объеме изотропной хиральной
среды — обзор литературы
§ 1.2. Геометрия взаимодействия эллиптически поляризованных гауссовых пучков и механизмы генерации суммарной частоты в объеме нецентросимметричной
жидкости в приближении заданного поля
§ 1.3. Аналитические выражения для поперечных распределений интенсивности, степени эллиптичности и углов, определяющих ориентацию эллипса поляризации
и направление напряженности электрического поля
§ 1.4. Поперечное пространственное распределение интенсивности и поляризации
в пучке на суммарной частоте при различных режимах генерации
Основные результаты первой главы
Глава 2. Генерация суммарной частоты от поверхности изотропной гиротропной среды с пространственной дисперсией квадратичной нелинейности при взаимодействии сфокусированных световых пучков гауссова
профиля
§ 2.1. Трехволновые нелинейные оптические процессы на поверхности нелинейной среды в различных геометриях взаимодействия световых волн - обзор
литературы
§ 2.2. Модифицированные граничные условия для электромагнитного поля. Решение задачи о генерации суммарной частоты от поверхности при
произвольном падении пучков основных волн
§ 2.3. Координатная зависимость напряженности электрического поля в отраженном пучке на суммарной частоте и ее следствия. Пределы применимости плосковолнового приближения в задачах о генерации суммарной частоты от
поверхности
§ 2.4. Частный случай: генерация второй гармоники при наклонном падении эллиптически поляризованного гауссова пучка основного
излучения

§ 2.5. Генерация суммарной частоты от поверхности изотропной гиротропной среды с пространственной дисперсией квадратичной нелинейности при
нормальном падении волн основного излучения
§ 2.6. Генерация второй гармоники от поверхности изотропной среды с пространственной дисперсией квадратичной нелинейности при нормальном
падении волн основного излучения
Основные результаты второй главы
Глава 3. Неоднородные пространственные и временные распределения поляризации светового поля при самовоздействии световых пучков и импульсов в изотропной гиротропной среде с аномальной частотной дисперсией и
пространственной дисперсией кубической нелинейности
§ 3.1. Особенности распространения эллиптически поляризованных световых пучков и импульсов в среде с пространственной дисперсией кубической
нелинейности — обзор литературы
§ 3.2. Формирование кольцеобразных структур светового поля в плоскости поперечного сечения светового пучка при его самофокусировке в среде с
пространственной дисперсией кубической нелинейности
§ 3.3. Расщепление световых импульсов на циркулярно поляризованные фрагменты при самовоздействии в нелинейной среде с пространственной
дисперсией
§ 3.4. Формирование эллиптически поляризованных уединенных волн и зависимость их свойств от компонент тензоров кубической нелинейности среды и
ее пространственной дисперсии
Основные результаты третьей главы
Основные результаты диссертации
Литература
Приложение к главе

Введение
Актуальность работы. В последние десятилетия информация о состоянии поляризации распространяющегося излучения стала широко использоваться в различных областях оптики, лазерной физики и фотоники [1—6]. Она стала неотъемлемой частью многих современных технологий и обеспечила качественный рост знаний об окружающем нас мире. Интерес к роли поляризации распространяющегося излучения в различных оптических процессах в настоящее время наиболее заметен в нелинейной спектроскопии [7-11] и поляризационной микроскопии [8, 12-15] различных материалов, при исследовании упорядоченности молекул на поверхности среды [9, 16] ив других задачах. Проведенные теоретические и экспериментальные исследования дают возможность в настоящее время со всей определенностью утверждать [17], что эффекты поляризационного самовоздействия и взаимодействия волн — тонкие, но широко распространенные эффекты нелинейной оптики. Состояния поляризации падающих на нелинейную среду волн определяющим образом влияют на процессы нелинейно-оптического взаимодействия и самовоздействия света, и потому трудоемкий учет изменения поляризации взаимодействующих волн оправдан и представляет интерес.
Как правило, этот учет проводился в приближении плоских волн. В случае пучков авторы обычно ограничивались рассмотрением линейной поляризации волн, падающих на нелинейную среду, или анализом изменения эллиптической поляризации с ростом координаты распространения вблизи их осей [18, 19]. Причиной этого являлась не только большая громоздкость получаемых в задачах нелинейной оптики формул для поперечных распределений светового поля (иногда выраженных в квадратурах) и сложность интерпретации найденных зависимостей, но и отсутствие стимулирующих экспериментов. Кроме того, многие эффекты нелинейно-оптического изменения частоты оказываются запрещенными в плосковолновом приближении [20], но вполне возможны при учете пространственной ограниченности световых пучков [18].
Тем не менее, работы, которые стали появляться позднее показали, что использование, изучение, или, по крайней мере, учет поляризационных характеристик света, неоднородно распределенных вдоль светового импульса или в поперечном сечении пучка позволяет достичь новых результатов при решении многих задач нелинейной оптики. Среди них можно отметить спектроскопическое исследование хиральности среды и ее поверхности [21], повышение качества поперечного распределения поля в сигнальном пучке при генерации второй гармоники [22], или увеличение интенсивности сигнала [18, 23]. Следует также упомянуть перспективность
найденные в б) и в) в граничные условия (2.2.1), и решая полученные алгебраические уравнения, мы находим отраженное поле на СЧ вблизи поверхности со стороны вакуума (такая методика использовалась в работе [115]).
В случае, когда мы рассматриваем пучки, а не плоские волны, и электромагнитные поля всех волн зависят от координат, мы можем выполнить шаги а) - г) при переходе к Фурье-представлению для всех волн. При этом, последовательность действий а) — г) будет относится уже к пространственным Фурье-компонентам падающих, отраженных и преломленных пучков. Кроме того, мы примем условие малой расходимости пучков накачки, то есть, будем считать, что Фурье-компоненты пучка, распространяющиеся под достаточно большим углом к оптической оси пучка имеют пренебрежимо малую амплитуду. В этом случае, мы можем рассматривать лишь малые значения поперечной составляющей волновых векторов Фурье-компонент и лианеризовать по этим малым величинам все алгебраические уравнения, возникающие
Итак, пусть на плоскую поверхность изотропной гиротропной среды падают слабо расходящиеся монохроматические пучки основного излучения с произвольными распределениями интенсивности и поляризации (геометрия падения схематически изображена на рис. 2.1). Углы падения этих пучков (то есть, углы между осью каждого из пучков и перпендикуляром к поверхности) мы обозначим 012. Угол между плоскостями падения этих, пучков обозначим а2. Будем считать, что плоскость падения первого пучка совпадает с плоскостью
хпгп системы координат хпупгп,
связанной с поверхностью среды (ось г11 этой системы направлена перпендикулярно поверхности вглубь среды). С каждым из падающих пучков будет также связана его «собственная» система координат Ххухгх и х2у2г2, как показано на рис. 2.1 для первого
Рис. 2.1. Схема взаимодействия падающих пучков излучения на основных частотах и системы координат, связанные с поверхностью среды, с падающими и отраженным пучками.