Диаметр сфокусированного светового пучка на входной плоскости образца составлял ~16 мкм.
При проведении эксперимента картина светового поля после прохождения через образецрегистрируется анализатором лазерных пучков (6), который подключен к персональному компьютеру. Картины светового поля, соответствующие разным моментам времени при мощности излучения 10мВт, представлены на рисунке 2.2
Рисунок 2.2 - Картины светового поля в различные моменты экспонирования
На начальном моменте времени мы видим полную картину светового поля, в точке t=6 c видно, что на начальном этапе экспонирование наблюдается уширение светового пятна в направлении вдоль оптической оси кристалла. Но через некоторое время форма и размеры возвращаются почки к исходному состоянию. Уширение лазерного пучка можно объяснить тем, что происходит индуцирование в освещенной области кристалла нелинейной фоторефрактивной линзы. Последующая стадия может быть объяснена возникновением пироэлектрического поля в освещенной области, вследствие поглощения света с данной длиной волны в материале.
Для оценки влияния фоторефрактивного и пироэлектрического эффектов на показатель преломления проводилось измерение пиковой плотности мощности на выходной грани кристалла. Аппроксимирующие временные зависимости пиковой плотности мощности пучка при разной мощности лазерного излучения приведены на рисунке 2.3
Рисунок 2.3 - Зависимости пиковой плотности мощности излучения на выходной плоскости кристалла от времени экспонирования при мощности излучения 10-50 мВт и диаметре входного пучка ~5 мкм.
Так как при больших мощностях фоторефрактивный эффект проявляется практически мгновенно, начальные участки зависимостей на рис. 2.3 отсутствуют.
Наблюдаемые в экспериментах результаты можно условно разделить на 3 этапа:
· На первом этапе прошедший через образец пучок с коэффициентом эллиптичности, близким к 1, претерпевает деффокусировку в направлении, параллельном, оптической оси кристалла вследствие фоторефрактивного эффекта в экспонируемой области.
· На втором этапе в изменение распределения интенсивности пучка вносит вклад пироэлектрический эффект, вызванный локальным нагревом вследствие поглощения излучения в образце. При этом наблюдается компенсация дефокусировки пучка. Пиковая плотность мощности в сечении пучка при этом возрастает.
· Последний этап характеризуется достижением равновесного состояния между фоторефрактивным и пироэлектрическим эффектами, когда влияние на поле пространственного заряда в образце взаимно компенсируется данными эффектами. При этом плотность мощности прошедшего пучка уменьшается при незначительном уширении пучка с сохранением коэффициента эллиптичности.
По полученным экспериментальным результатам можно сделать вывод о том, что при высокой плотности мощности в образцах ниобата лития в первые моменты времени преобладает фоторефрактивный эффект, имеющий более быстрый отклик среды на воздействие света, в результате чего дифракционная расходимость пучка в направлении вдоль оптической оси кристалла возрастает.
Поглощение света в экспонируемой области приводит к нагреву материала, вследствие которого возникает пироэлектрическое поле, частично компенсирующее наведенную вследствие фоторефрактивного эффекта нелинейную линзу. После того, как градиент температур в образце достигает стационарного состояния, поля фоторефрактивного и пироэлектрического эффектов достигают равновесных значений, что приводит к относительно стационарному состоянию прошедшего пучка.
На рисунке 2.4 представлена эволюция светового поля на выходной плоскости исследуемого образца при малой мощности, а именно 100 мкВт, что говорит о том, что скорость эволюции параметров оптической неоднородности в освещенной области кристалла зависит от интенсивности света в этой области. Излучение фокусировалось на входную плоскость кристалла линзой с фокусным расстоянием 4 см. Здесь же приведена картина светового поля на входной плоскости образца. Изображение «t=0» соответствует линейной дифракции светового пучка, когда среда является однородной.
Можно видеть, что на начальном этапе (t<30 c) световое пятно на выходной плоскости образца уширяется, причем наиболее сильно в направлении, соответствующем направлению оптической оси кристалла. Это обусловлено фоторефрактивным эффектом с преимущественным перераспределением носителей заряда вдоль полярной оси кристалла. Формируемое на данном этапе электрическое поле пространственного заряда ориентировано вдоль данной оси, что и сказывается на изменении эллиптичности картины светового поля на выходной плоскости образца. При t>30 c наблюдается частичная компенсация дифракционной расходимости лазерного пучка, что проявляется в локализации световой мощности в центральной области картины поля. Возможная причина такого поведения может быть связана с изменением температуры в освещенной области образца вследствие заметного поглощения света с длиной волны 532 нм в легированном железом кристалле LiNbO3:Fe [6]. Коэффициент поглощения при данной длине волны света для исследуемого образца, согласно проведенным измерениям, составляет ~2.3 см-1. Изменение температуры вызывает изменение величины спонтанной поляризации в освещенной области, что в результате приводит к появлению пироэлектрического поля, модулирующего показатели преломления кристалла в этой области вследствие электрооптического эффекта.
Рисунок 2.4 - Эволюция светового поля на выходной плоскости исследуемого образца при мощности излучения лазера 100 мкВт
Особенности эволюции пространственной структуры светового пучка в зависимости от световой мощности исследовались в диапазоне мощностей до 50 мВт. При этом же (30 мкм) диаметре светового пучка на входной плоскости кристаллического образца оптическая неоднородность, обусловленная фоторефрактивным эффектом, развивалась уже за время в сотые доли секунды. Компенсация нелинейной дифракции светового пучка достигалась за меньшее время. Так, при мощностях лазерного излучения 10 мВт и 30 мВт это время составляло ~120 и ~80 секунд. Эти результаты иллюстрирует рис. 2.5. Следует отметить, что возрастание дифракционной расходимости пучка за счет фоторефрактивного эффекта при высокой интенсивности света происходит за время в несколько миллисекунд. Это не позволило в экспериментах получить изображения, соответствующие времени t=0. Изображения световых полей на выходной плоскости исследуемого образца свидетельствуют о значительной компенсации нелинейного дифракционного расплывания светового пучка в кристалле. В экспериментах не наблюдалась компенсация его линейной дифракции, как в работах [4,5], где наблюдался режим без дифракционного распространения узкого лазерного пучка в ниобате лития за счет вклада пироэлектрического эффекта. Это объясняется отличием условий обсуждаемых экспериментов. В работах [4,5] для компенсации дифракции световых пучков использовался однородный нагрев кристаллического образца с помощью элемента Пельтье, что приводило к формированию в кристалле пироэлектрического поля. В наших экспериментах неоднородное пироэлектрическое поле формировалось в освещенной области кристалла вследствие поглощения света, без нагрева образца внешним элементом.
Рисунок 2.5 - Картины световых полей на выходной плоскости образца и соответствующие им профили интенсивности света в горизонтальном направлении при разных значениях оптической. Время t=0 соответствует уже некоторой величине нелинейного уширения светового пучка за счет фоторефрактивного эффекта.
Возможности варьирования времени, необходимого для максимальной компенсации нелинейного дифракционного расплывания пучка исследовались путем изменения диаметра светового пятна на входной плоскости образца. Для фокусировки светового луча в этом случае использовался 10× микро-объектив. Диаметр светового пятна составлял при этом около 5 мкм. Зависимости пиковой плотности мощности световых картин на выходной плоскости исследуемого образца на рис. 2.6 показывают, что процесс компенсации нелинейной дифракции светового пучка является нестационарным. Максимальная компенсация достигается за времена от ~40 секунд (световая мощность 10 мВт) до ~10 секунд (световая мощность 50 мВт). В данном случае начальные значения пиковой интенсивности на графиках также не приведены из-за быстрого развития фоторефрактивной неоднородности. При больших временах экспонирования наблюдалось установление стационарного режима с частичной компенсацией нелинейной дифракции световых пучков. Очевидно, в этом случае поле пространственного заряда, вызванное фоторефрактивным эффектом, и пироэлектрическое поле приходят к некоторому равновесному состоянию с соотношением отдельных вкладов, определяемым условиями эксперимента и материальными параметрами кристаллов.
Таким образом, в данной работе показано, что при распространении в поглощающих кристаллах ниобата лития интенсивных световых пучков, вклады в их дифракционные характеристики вносят как фоторефрактивный, так и пироэлектрический эффекты. Нелинейная дифракция света, обусловленная фоторефрактивным эффектом, может частично компенсироваться за счет пироэлектрического эффекта. Полученные результаты представляют интерес в плане исследования эффектов управления светом с помощью света и реализации элементов фотоники на их основе.
Рисунок 2.6 - Зависимости пиковой плотности мощности излучения на выходной плоскости кристалла от времени экспонирования при мощности излучения 10-50 мВт и диаметре входного пучка ~5 мкм