Параметричні генератори світла, джерела когерентного оптичного випромінювання, основним елементом яких є нелінійний кристал, в якому потужна світлова хвиля фіксованої частоти параметрично збуджує світлові хвилі меншої частоти. Частоти параметрично збуджуваних хвиль визначаються дисперсією світла в кристалі. Зміна дисперсії середовища, тобто величини n , дозволяє управляти частотою хвиль, що випромінюються П. р. с.
П. р. с. запропонований в 1962 С. А. Ахмановим і Р. Ст Хохловим (СРСР). У 1965 були створені перші П. р. с. Джорджмейном і Міллером (США) і декілька пізніше Ахмановим і Хохловим із співробітниками. Світлова хвиля великої інтенсивності (хвиля накачування), поширюючись в кристалі, модулює його діелектричну проникність e (см.Нелінійна оптика ). Якщо поле хвилі накачування: Е н = Е але sin (w н t— до н х + j н ) ( до н = w н /u н — хвилеве число, j н — початкова фаза) діелектрична проникність e змінюється за законом хвилі, що біжить: e = e 0 [1 +m sin (w н t + до н х + j н ], де m = 4pc Е н0 / e 0 називається глибиною модуляції діелектричної проникності, c — величина, що характеризує нелінійні властивості кристала. У вхідної грані ( х = 0) кристала із змінною в часі діелектричної проникністю e збуджуються електромагнітні коливання з частотами w 1 і w 2 і фазами j 1 , j 2 , зв'язаними співвідношеннями: w 1 +w 2 = w н і j 1 + j 2 = j н , аналогічно параметричному збудженню коливань в двоконтурній системі (див. Параметричне збудження і посилення електричних коливань ). Коливання з частотами w 1 , w 2 поширюються усередині кристала у вигляді двох світлових хвиль. Хвиля накачування віддає їм свою енергію на всій дорозі їх поширення, якщо виконується співвідношення між фазами:
j н ( х ) = j 1 ( х ) + j 2 ( х ) + p/2 . (1)
Це відповідає умові фазового синхронізму:
до 1 + до 2 = до н . (2)
Співвідношення (2) означає, що хвилеві вектори хвилі накачування до н і збуджених хвиль до 1 і до 2 утворюють замкнутий трикутник. З (2) слідує умова для показників заломлення кристала на частотах w н , w 1 , w 2 : n (w н ) ³ n (w 2 )+ [ n (w 1 ) — n (w 2 )] w 1 /w н .
При фазовому синхронізмі амплітуди збуджуваних хвиль у міру їх поширення в кристалі безперервно збільшуються:
, (3)
де d — коефіцієнт загасання хвилі в звичайному (лінійною) середовищі. Очевидно, параметричне збудження відбувається, якщо поле накачування перевищує поріг: . У середовищі з нормальною дисперсією, коли показник заломлення n збільшується із зростанням частоти w, синхронна взаємодія хвиль нездійсненно ( мал. 1 ). Проте в анізотропних кристалах, в яких можуть поширюватися два типи хвиль (звичайна і незвичайна), умова фазового синхронізму може бути здійснено, якщо використовувати залежність показника заломлення не лише від частоти, але і від поляризації хвилі і напряму поширення. Наприклад, в одноосному негативному кристалі (див. Крісталлооптіка ) показник заломлення звичайної хвилі n 0 більше показника заломлення незвичайної хвилі n e , який залежить від напряму поширення хвилі відносно оптичної осі кристала. Якщо хвилеві вектори паралельні один одному, то умові фазового синхронізму відповідає певний напрям, уздовж якого:
2 n e (w н , J з ) = n 0 (w 1 ) + n 0 (w н —w 1 ),
2 n e (w н ,j з ) = n 0 (w 2 ) + n e (w н —w 2 ). (4)
Кут J з відносно оптичної осі кристала називається кутом синхронізму, є функцією частот накачування і одній із збуджуваних хвиль. Змінюючи напрям поширення накачування відносно оптичної осі (повертаючи кристал), можна плавно перебудовувати частоту П. р. с. ( мал. 2 ). Існують і ін. способи перебудови частоти П. р. с., пов'язані із залежністю показника заломлення n від температури, зовнішнього електричного поля і т.д.
Для збільшення потужності П. р. с. кристал поміщають усередині відкритого резонатора, завдяки чому хвилі пробігають кристал багато разів за час дії накачування (збільшується ефективна довжина кристала, мал. 3 ). Перебудова частоти такого П. резонатора р. с. відбувається невеликими скачками, визначуваними різницею частот, відповідних подовжнім модам резонатора. Плавну перебудову можна здійснити, комбінуючи повороти кристала із зміною параметрів резонатора.
В багатьох країнах організований промисловий випуск П. р. с. Джерелом накачування служить випромінювання лазера (імпульсної і безперервної дії) або його оптичних гармонік. Що існують П. р. с. перекривають діапазон довжин хвиль від 0,5 до 4 мкм . Розробляються П. р. с., перебудовувані в області l 10—15 мкм . Окремі П. р. с. забезпечують перебудову частоти в межах 10% від w н . Унікальні характеристики П. р. с. (когерентність випромінювання, вузькість спектральних ліній висока потужність, плавна перебудова частоти) перетворюють його на один з основних приладів для спектроскопічних досліджень (активна спектроскопія і ін.), а також дозволяють використовувати його для виборчої дії на речовину, зокрема на біологічні об'єкти.
Літ.: Ахманов С. А., Хохолів Р. Ст, Параметричні підсилювачі і генератори світла, «Успіхи фізичних наук», 1966, т. 88, ст 3, с. 439; Ярів А., Квантова електроніка і нелінійна оптика, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1973.
