高等光学课件cxr__第11讲.

第十一讲2012.12.03高等光学光学工程硕士研究生课程三、布喇格声光衍射的耦合模理论分析四、拉曼—纳斯（Raman-Nath）声光衍射§5-3介质的声光效应目的——由波动方程出发求解电磁场问题，以确定衍射光的能量分配三、布喇格声光衍射的耦合模理论分析1、两波耦合方程)2/(],[)cos(),(1)(1)(1tzkjtzkjssseezkttz频率为Ω，波矢为ks的声波沿z方向通过晶体时,晶体介电张量ε的变化为：介质存在微扰Δε时亥姆霍兹方程形式为：0)(22EE介质中的总电场为入射光波电矢量和衍射光波电矢量之和，即：)(22)(112211)()()()(),(trkjtrkjerErAerErAtrEs入射光i衍射光i+s2小角度布喇格衍射声波Lzx设入射平面为xz平面，动量守恒要求衍射平面亦为xz平面，则令：kikkik222111则介质中的总电场为：)2,1(,)2(),(),(21)(22)(11222111ieEeEzxAeEzxAEiiiitzxjtzxj其中：代入亥姆霍兹方程中，得：)(2,12)(2,12222),(),()22(tzxjllltzxjmmmmmlllmmmeEzxAeEzxAxjzjxzie：模式偏振方向上的单位矢量2、小角度布喇格衍射条件下耦合波方程的近似解前提条件：角度小，介质和声波在x方向上的线度足够大，振幅A只是x的慢变函数，即：计且其二阶导数可忽略不)(),(xAzxAmm)(22)(11)(1)(12)(222)(111222111222111)()([][22tzxjtzxjtzkjtzkjtzxjtzxjeExAeExAeEeEeExAjeExAjss。。。。。。得到耦合方程组：121211222121sxjxjkeAjxAeAjxA且：耦合常数211212122ee耦合方程方向上的动量失配x21讨论：（1）各向同性介质中吸收/产生一个声子分别对应于：)2arcsin()2arcsin(21sin21kkkksBsB（2）夹角的角平分线、轴为即21,0kkxxAjxAxAxAjxAxAAjxAAjxA121121212221221212121111222121sin)0(cos)0()(sin)0(cos)0()(设在输入端只有入射波，即：0)0(,0)0(21AA212221121121221211)0()()(sin)0()(cos)0()(AxAxAxAjxAxAxA总功率守恒，whenκL=π/2，入射光的全部功率转换到衍射光中。3、声光衍射的衍射效率入射光束在传播过距离L后，转换到衍射光束中的比例为：LAxAIIid1222122sin|)0(||)(||)(|cos4|)(|cos4)(|,|cos442213212121212211212122eSPecneSPenwheneenceeeeBnrrBBr介质中声波强度衍射品质因数；::)2(sin2aaidIMMILII对于小的衍射效率，衍射光强正比于声波强度4、大角度布喇格衍射条件下耦合波方程的近似解入射光i衍射光i+s大角度布喇格衍射声波zxL前提条件：角度大，介质和声波在x方向上的线度足够大，振幅A只是z的慢变函数。则亥姆霍兹方程的解为：xjtzjtzjeeEzAeEzAE])()([)(22)(112211由电磁场边界条件可得：2211xxkk同法可得耦合方程组：21121212211122222121112||||eekeAjzAeAjzAszjzj且：为使入射光通过声光耦合将能量有效地转移到衍射场中，必须使Δβ=0，即：sk12两模之间的耦合特性取决于它们相对于z轴的传播方向。(a)同向光耦合——021k1k2k声波zx耦合方程组：21|sinsin|4)(2121211211222121nnceSPeeAjzAeAjzArrzjzj且：解为：2212122/122/1121||,sin)0()()sin2(cos)0()(）（szssejAxAzssjzseAzAzjzj在两波相互作用的长度L内，功率转换的效率为：LsALAIIid222122122122sin21|)0(||)(|）（大时，两模间转换效率最，即：显然，sk120利用功率转换效率与相位失配Δβ的关系可以制作滤波器，这类滤波器中使用的声频率是可调谐的。(b)逆向光耦合——021k1k2k声波zx耦合方程组：21|sinsin|4)(2121211211222121nnceSPeeAjzAeAjzArrzjzj且：解为：221221122/1221212/1121||,})sinh()cosh(])sinh[({)0()(})sinh()cosh(])sinh[(])cosh[({)0()(）（ssLjsLsszLjeAxAsLjsLsszLjszLseAzAzjzj则在相互作用长度L内所转换的功率比例为：)sinh()()(coshsinh|)0(||)(|2212222122122sLsLsLsALAIIid大时，两模间转换效率最，即：skwhen210四、拉曼—纳斯（Raman-Nath）声光衍射由于声速比光速小很多，因此声光介质可视为一个静止的平面相位光栅。而且声波长λs比光波长λ大得多，当光波平行通过介质时，几乎不通过声波面，因此只受到相位调制，即通过光学稠密(折射率大)部分的光波波阵面将推迟，而通过光学疏松(折射率小)部分的光波波阵面将超前，于是通过声光介质的平面波波阵面出现凸凹现象，变成一个折皱曲面。sL入射光xy声波阵面声波光波阵面拉曼-纳斯衍射衍射光设声光介质中的声波是一个宽度为L沿着x方向传播的平面纵波(声柱)，波长为λs(角频率ωs)，波矢量ks指向x轴，入射光波矢量ki指向y轴方向。+q/2-q/2ki-L/2+L/2xd=xlksy垂直入射情况注：l=sinx声波在介质引起的折射率变化为:将声行波近似视为不随时间变化的超声场，略去对时间的依赖关系，则沿x方向的折射率分布简化：n(x,t)=no+nsinksxno为平均折射率；n为声致折射率变化PSxkttxrss20),cos(),(则在y＝L／2处出射的光波不再是单色平面波，而是一个被调制了的光波，其等相面是由函数n(x)决定的折皱曲面，其出射光的光场可写成:由于介质折射率发生周期性变化，将会对入射光波的相位进行调制。考察一平面光波垂直入射的情况，在介质的前表面y＝-L／2处入射，入射光波为:该出射波阵面可分成若干个子波源，则在很远的P点处，总的衍射光场强是所有子波源贡献的求和，即由下列积分决定：)/)((expcLxntiAEout)exp(tiAEin其中，l＝sinθ(因观察角度不同引起的附加相位延迟)表示衍射方向的正弦；q为入射光束宽度。将ν＝(Δn)kiL＝2π(Δn)L／λ代入上式(ν是因折射率不同引起的附加相位延迟)，并利用欧拉公式展开成下面形式：利用关系式：22)sin(expqqdxxknLxlikEsip式中，Jr(υ)是r阶贝塞尔函数，经积分得到实部的表示式为:由上式可以看出，衍射光场强各项取极大值的条件为：式中，m表示衍射光的级次。012022/])12([2/])12(sin[2/])12([2/])12(sin[)(2/)2(2/)2sin(2/)2(2/)2sin()(rsisisisirrsisisisirpqkrlkqkrlkqkrlkqkrlkvJqqrklkqrklkqrklkqrklkvJqE当θ角和声波波矢ks确定后，其中某一项为极大时，其他项的贡献几乎为零，因而，当m取不同值时，不同θ角方向的衍射光取极大值。上式确定了各级衍射的方位角为：)0(0sin整数mmkksi),2,1,0(sinmmkkmsism综上分析，拉曼—纳斯声光衍射的结果是使光波在远场分成一组衍射光，它们分别对应于确定的衍射角θm(即传播方向)和衍射强度，这一组衍射光是离散型的。由于Bessel函数的对称性，即，各级衍射光亦将对称地分布在零级衍射光两侧，且同级次衍射光的强度相等。这是拉曼—纳斯衍射的主要持征之一。另外，由于3210-1-2-3各级衍射光的强度为：表明无吸收时衍射光各级极值光强之和应等于入射光强，即光功率守恒。nLLknJIimm2)()(2，)()(22mmJJ12201)(2)(mJJ3210-1-2-3由于光波与声波场的相互作用，各级衍射光波将产生多普勒频移，根据能量守恒原理，应有ω＝ωi土mωs而且各级衍射光强将受到角频率为2ωs的调制。但由于超声波频率为109Hz，而光波频率高达1014Hz量级，故频移的影响可忽略不计。以上推导是在理想的面光栅条件下进行的，考虑到声束的宽度，则当光波传播方向上声束的宽度L满足条件，才会产生多级衍射，否则从多级衍射过渡到单级衍射。0204snLL产生条件上的区别拉曼-纳斯衍射布拉格衍射声光作用长度较短声光作用长度较长超声波的频率较低超声波的频率较高光波垂直于声场传播的方向光束与声波波面间以一定的角度斜入射声光晶体相当于一个“平面光栅”声光晶体相当于一个“立体光栅”拉曼—纳斯(Raman—Nath)衍射和布拉格(Bragg)衍射的区别依据声光相互作用特征长度L0来表示：20sL拉曼—纳斯衍射——22120sLL布拉格衍射——2022sLL区分拉曼-纳斯衍射和布拉格衍射的定量标准拉曼-纳斯衍射和布拉格衍射的结果不同拉曼—纳斯衍射：光波在远场分成一组衍射光；由于光波与声波场的相互作用，各级衍射光波将产生多普勒频移超声行波：第m级衍射光频率为ωd＝ω+mωs超声驻波：第m级衍射光频率为ωd＝ω+（m+2L）ωs，L＝0，±1，±2超声波频率（~109Hz）远小于光波频率（~1014Hz），故频移的影响可忽略不计布喇格衍射:衍射光谱只出现0级和+1级（或1级）(视入射光的方向而定)的衍射光如果参数选择合适，超声功率足够强，入射光几乎可以全部转移到+1级或-1级上，光束能量可以得到充分利用，比拉曼—奈斯衍射应用更为广泛。§5-3晶体的旋光效应一、自然旋光现象二、自然旋光