Параметри'ческие генера'торы све'та, источники когерентного оптического излучения, основным элементом которых является нелинейный кристалл, в котором мощная световая волна фиксированной частоты параметрически возбуждает световые волны меньшей частоты. Частоты параметрически возбуждаемых волн определяются дисперсией света в кристалле. Изменение дисперсии среды, т. е. величины n , позволяет управлять частотой волн, излучаемых П. г. с.

  П. г. с. предложен в 1962 С. А. Ахмановым и Р. В. Хохловым (СССР). В 1965 были созданы первые П. г. с. Джорджмейном и Миллером (США) и несколько позднее Ахмановым и Хохловым с сотрудниками. Световая волна большой интенсивности (волна накачки), распространяясь в кристалле, модулирует его диэлектрическую проницаемость e (см. Нелинейная оптика ). Если поле волны накачки: Е н = Е но sin (wн t— к н х + jн ) (к н = wн /uн — волновое число , jн — начальная фаза), диэлектрическая проницаемость e изменяется по закону бегущей волны: e = e0 [1 +m sin (wн t + к н х + jн ], где m = 4pcЕ н0 / e0 называется глубиной модуляции диэлектрической проницаемости, c— величина, характеризующая нелинейные свойства кристалла. У входной грани (х = 0) кристалла с переменной во времени диэлектрической проницаемостью e возбуждаются электромагнитные колебания с частотами w1 и w2 и фазами j1 , j2 , связанными соотношениями: w1 +w2 = wн и j1 + j2 = jн , аналогично параметрическому возбуждению колебаний в двухконтурной системе (см. Параметрическое возбуждение и усиление электрических колебаний ). Колебания с частотами w1 , w2 распространяются внутри кристалла в виде двух световых волн. Волна накачки отдаёт им свою энергию на всём пути их распространения, если выполняется соотношение между фазами:

  jн (х ) = j1 (х ) + j2 (х ) + p/2. (1)

  Это соответствует условию фазового синхронизма:

  к 1 + к 2 = к н . (2)

  Соотношение (2) означает, что волновые векторы волны накачки к н и возбуждённых волн k 1 и k 2 образуют замкнутый треугольник. Из (2) следует условие для показателей преломления кристалла на частотах wн , w1 , w2 : n (wн ) ³ n (w2 )+ [n (w1 ) — n (w2 )] w1 /wн .

  При фазовом синхронизме амплитуды возбуждаемых волн по мере их распространения в кристалле непрерывно увеличиваются:

  , (3)

  где d — коэффициент затухания волны в обычной (линейной) среде. Очевидно, параметрическое возбуждение происходит, если поле накачки превышает порог:  . В среде с нормальной дисперсией, когда показатель преломления n увеличивается с ростом частоты w, синхронное взаимодействие волн неосуществимо (рис. 1 ). Однако в анизотропных кристаллах, в которых могут распространяться два типа волн (обыкновенная и необыкновенная), условие фазового синхронизма может быть осуществлено, если использовать зависимость показателя преломления не только от частоты, но и от поляризации волны и направления распространения. Например, в одноосном отрицательном кристалле (см. Кристаллооптика ) показатель преломления обыкновенной волны n 0 больше показателя преломления необыкновенной волны n e , который зависит от направления распространения волны относительно оптической оси кристалла. Если волновые векторы параллельны друг другу, то условию фазового синхронизма соответствует определённое направление, вдоль которого:

  2n e (wн , Jс ) = n 0 (w1 ) + n 0 (wн —w1 ),

  2n e (wн ,Jс ) = n 0 (w2 ) + n e (wн —w2 ). (4)

  Угол Jс относительно оптической оси кристалла называется углом синхронизма, является функцией частот накачки и одной из возбуждаемых волн. Изменяя направление распространения накачки относительно оптической оси (поворачивая кристалл), можно плавно перестраивать частоту П. г. с. (рис. 2 ). Существуют и др. способы перестройки частоты П. г. с., связанные с зависимостью показателя преломления n от температуры, внешнего электрического поля и т.д.

  Для увеличения мощности П. г. с. кристалл помещают внутри открытого резонатора , благодаря чему волны пробегают кристалл многократно за время действия накачки (увеличивается эффективная длина кристалла, рис. 3 ). Перестройка частоты такого резонаторного П. г. с. происходит небольшими скачками, определяемыми разностью частот, соответствующих продольным модам резонатора. Плавную перестройку можно осуществить, комбинируя повороты кристалла с изменением параметров резонатора.

  Во многих странах организован промышленный выпуск П. г. с. Источником накачки служит излучение лазера (импульсного и непрерывного действия) или его оптических гармоник. Существующие П. г. с. перекрывают диапазон длин волн от 0,5 до 4 мкм . Разрабатываются П. г. с., перестраиваемые в области l 10—15 мкм . Отдельные П. г. с. обеспечивают перестройку частоты в пределах 10% от wн . Уникальные характеристики П. г. с. (когерентность излучения, узость спектральных линий, высокая мощность, плавная перестройка частоты) превращают его в один из основных приборов для спектроскопических исследований (активная спектроскопия и др.), а также позволяют использовать его для избирательного воздействия на вещество, в частности на биологические объекты.

  Лит.: Ахманов С. А., Хохлов Р. В., Параметрические усилители и генераторы света, «Успехи физических наук», 1966, т. 88, в. 3, с. 439; Ярив А., Квантовая электроника и нелинейная оптика, пер. с англ., М., 1973.

  А. П. Сухоруков.

Рис. 3. Нелинейный кристалл, помещенный в оптический резонатор; З1 и З2 — зеркала, образующие резонатор.

Рис. 2. а — условие синхронизма в нелинейном кристалле; J — угол между оптической осью кристалла и лучом накачки; Jс — направление синхронизма; б — изменение длины волнового вектора kн необыкновенной волны накачки и обыкновенных генерируемых волн k1 и k2 при повороте кристалла; в — зависимость частот w1 и w2 генерируемых волн от J.

Рис. 1. Зависимость показателя преломления n от частоты волны w при нормальной дисперсии.