Схема, использующая явление параметрического шума, работает на основе принципа векторного синхронизма.
Оптическая схема имеет два резонатора: для волны на частоте ωs и для волны на частоте ωi.
Перестройка частоты осуществляется синхронным вращением пар зеркал навстречу друг другу в соответствии с условиями векторного синхронизма.
ОЗ1 – зеркало, полностью отражающее излучение на частоте ωi; ОЗ2 – зеркало, полностью отражающее излучение на частоте ωs; НК – нелинейный кристалл; З1 и З2 – выходные зеркала резонаторов; Z′ – оптическая ось нелинейного кристалла.
Вколлинеарном варианте нелинейный кристалл помещается между двумя дихроическими зеркалами и накачивается соответствующим сфокусированным пучком накачки с частотой ωp.
Взависимости от величины пропускания
дихроических зеркал оптического резонато- |
|
ра различают двухрезонаторные и одноре- |
|
зонаторные схемы параметрических генера- |
|
торов света в коллинеарных пучках. |
а |
|
|
|
|
|
|
|
|
В двухрезонаторной схеме параметрическо- |
|
|
|
го генератора света зеркало ДЗ1 отражает |
|
|
|
полностью частоты ωs и ωi и свободно про- |
|
|
|
пускает частоту ωp, а зеркало ДЗ2 также |
|
б |
|
пропускает частоту ωp и частично отражает |
|
|
ωs и ωi. |
|
а – двухрезонаторная схема; |
|
|
|
|
|
б – однорезонаторная схема; |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
НК – нелинейный кристалл; |
|
В однорезонаторной схеме зеркала ДЗ1 и |
|
|
|
|
|
|
ДЗ1 и ДЗ2 – дихроичные зеркала; |
|
ДЗ2 оптического резонатора являются |
|
|
|
|
|
|
Z′ – оптическая ось нелинейного крис- |
|
прозрачными для частоты ωi. |
|
|
|
|
|
|
талла; θ – угол синхронизма |
|
|
|
|
|
131 |
Однорезонаторная схема характеризуется более высоким порогом по мощности накачки (примерно на два порядка величины), чем в случае двухрезонаторной параметрической генерации.
Поэтому однорезонаторная параметрическая генерация была осуществлена лишь при накачке от импульсных лазеров.
Нелинейные потери на регенерацию волны накачки могут быть устранены с использованием схемы кольцевой параметрической генерации, в которой параметрические волны распространяются только в направлении волны накачки.
Важными преимуществами схем однорезонаторной параметрической генерации является более высокая стабильность генерируемых частот.
В кольцевых схемах волны совершают только прямой проход по нелинейному кристаллу, поэтому в них заведомо исключена регенерация волны накачки, происходящая в обычных схемах на обратном проходе.
132
15.3. Перестройка частоты при параметрической генерации света
Для коллинеарных схем параметрической генерации можно выделить четыре способа перестройки частоты.
Поворот нелинейного кристалла (угловая перестройка). 
Перестроечная характеристика (γ = ωi,s/ωр) параметрического генератора света на кристалле LiNbO3 при угловой перестройке частоты.
Угловая перестройка является относительно простым методом, обеспечивающим быстроту перестройки.
При повороте кристалла изменяется угол между оптической осью кристалла и направлением пучка накачки (направлением оси резонатора).
1 – ooe (λp = 1,06 мкм); 2 – оее (λp = 1,06 мкм); 3 – еое (λp = 1,06 мкм); 4 – оое (λp = 0,53 мкм); 5 – еое (λp = 0,53 мкм)
Если при одной ориентации кристалла резонатор «выделяет» направление синхронизма для волн с частотами ωs, ωi и ωp (ωp = ωs + ωi), то при другой ориентации окажется «выделенным» направление синхронизма для волн с иным набором частот: ω′s , ω′i и ωp (ωp = ω′s +ω′i ).
Варьирование температуры кристалла. 
Показатели преломления обыкновенной и не обыкновенной волн зависят от температуры, и, следовательно, угол синхронизма также зависит от температуры (температурная перестройка).
Этот метод используется в основном в кристаллах с резкой зависимостью угла синхронизма от температуры: в ADP и DKDP (λн = 266 нм), LiNbO3 (λн = 530 нм),
Ba2NaNb5O15 |
(λн = 530 нм), |
KNbO3 |
(λн = 532 нм). |
|
|
Перестроечная характеристика параметрического генератора света на кристалле Ba2NaNb5O15 при температурной перестройке частоты.
Под воздействием внешнего электрического поля происходит изменение оптической индикатрисы кристалла (электрооптическая перестройка частоты).
Перестройка электрическим полем малоэффективна и используется лишь для стабилизации длины волны генерации или для высокочастотной модуляции излучения параметрического генератора света.
Лекция 16. ПРОЦЕССЫ САМОВОЗДЕЙСТВИЯ
16.1. Фазовая самомодуляция
Фазовая самомодуляция – нелинейный оптический эффект, заключающийся в зависимости фазы импульса от его интенсивности вследствие эффекта Керра и имеющий важное значение при изучении свойств таких оптических систем, как лазеры и волоконно-оптические линии связи.
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Следствиями фазовой самомодуляции |
являются |
|
|
|
|
самофокусировка и самодефокусировка света. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
При распространении в веществе сверхкороткого моно- |
|
|
|
|
|
|
|
хроматического импульса гауссовой формы с частотой |
|
|
2 |
, |
|
|
|
|
|
|
ω0 его интенсивность как функцию времени можно |
I (t) = I0 |
− |
t |
2 |
|
представить в виде |
|
|
|
τ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
I0 – максимальная интенсивность, |
|
|
|
2τ – полуширина импульса. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
В соответствии с эффектом Керра во время распростра- |
|
|
|
|
|
|
|
нения импульса коэффициент преломления в каждой |
|
|
|
|
|
|
|
точке среды будет функцией интенсивности в этой |
n(I ) = n0 |
+ n2 I, |
|
точке: |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
n0 – линейный показатель преломления, n2 – рефракционный индекс.
В зависимости от знака n2 будет наблюдаться самофокусировка или самодефокусировка (самофокусировке соответствует n2 > 0).
В каждой точке вещества интенсивность I вначале будет нарастать, а затем спадать, что приведет к модуляции показателя преломления n во времени:
dn(I ) |
= n2 dI |
= n2 I0 |
−22t exp |
− |
t |
2 |
. |
|
|
dt |
τ |
2 |
dt |
|
τ |
|
|
|
|
Зависимость волнового числа k от показателя преломления n приводит к изменению фазы ϕ:
ϕ(t) = ω0t − kL = ω0t − 2πn(I )L,
λ0
λ0 – длина волны в вакууме,
L – расстояние, пройденное импульсом.
Фазовый сдвиг проявляется в изменении частоты в областях импульса с различной интенсивностью, что можно выразить зависимостью частоты от времени.
Мгновенное значение частоты определяется соотношением
ω(t) = |
dϕ(t) |
= ω − |
2πL dn(I ) |
, |
|
|
|
|
λ0 dt |
|
dt |
0 |
|
которое с учетом модуляции показателя преломления приобретет вид 
ω(t) = ω0 + |
4πLn22I0 t exp |
− |
t |
2 |
. |
|
|
τ |
2 |
|
λ0τ |
|
|
|
|
Вблизи максимума интенсивности частота изменяется практически линейно, что можно представить в виде
ω(t) = ω +α t, |
α = dω |
|
|
= |
4πLn2I0 |
. |
|
|
|
|
0 |
dt |
|
|
|
λ0τ2 |
|
|
0 |
|
|
|
136
Зависимость частоты от времени приводит к синему сдвигу заднего фронта импульса (увеличение частоты) и красному сдвигу переднего фронта (уменьшение частоты).
Импульс (верхняя кривая), распространяющийся в нелинейной среде, испытывает фазовый сдвиг при фазовой самомодуляции (нижняя кривая).
Передний фронт импульса смещается к низким частотам, а задний – к высоким. Вблизи максимума интенсивности изменение фазы почти линейно.
Эффект ускорения заднего фронта и замедления переднего приводит к сжатию оптических импульсов.
В импульсах достаточно высокой мощности может наблюдаться баланс между сжимающей импульс нелинейностью и дисперсией, приводящей к уширению импульса.
Полученный таким образом сигнал является оптическим солитоном.
Фазовая самомодуляция может играть как позитивную, так и негативную роль при передаче информации по волоконно-оптическим линиям связи.
С ее помощью можно улучшить усиление радиочастот в микроволновых оптических линиях связи.
Изменение спектра импульса может быть использовано для оптического переключения и получения сигналов меньшей длительности.
К негативным аспектам относится возможность уширения импульса и влияние на его стабильность.
137
16.2. Самоиндуцированная прозрачность
Самоиндуцированная прозрачность – эффект прохождения коротких мощных импульсов когерентного оптического излучения через среду, резонансно поглощающую непрерывное излучение или длинные импульсы.
Впервые явление наблюдалось С. Мак-Коллом и Э. Ханом в 1967 г. при изучении распространения ультракоротких импульсов в рубиновом стержне при 40К.
Импульсы, имевшие мощность много меньше некоторого критического значения, ослаблялись в 105 раз.
Когда мощность импульса превышала это критическое значение, его распространение происходило с аномально малыми потерями энергии.
Стационарные ультракороткие импульсы, которые формируются в процессе эффекта, Мак-Колл и Хан назвали 2π-импульсами.
|
|
|
|
|
|
|
Эксперимент также показал, что скорость распространения |
|
|
c |
|
2π-импулъса примерно в сто раз меньше скорости света в |
|
v = |
|
среде и описывается выражением |
|
1+ |
. |
|
|
|
|
|
|
Коэффициент µ (µ > 1) может существенно меняться в зависимости от условий эксперимента и характеристик среды.
Самоиндуцированная прозрачность наблюдается, когда длительность импульса света τ меньше времени релаксации τр.
Условие, накладываемое на длительность импульса, определяет то, что релаксационные процессы не успевают нарушить фазовые соотношения между полем и нестационарным резонансным откликом вещества.
Вследствие этого энергия, поглощенная средой на переднем фронте импульса с достаточно высокой интенсивностью, может быть полностью возвращена импульсу на его заднем фронте за счет процессов индуцированного испускания.
Условие, связанное с пороговым значением энергии импульса, требует, чтобы энергия падающего на среду импульса оказалась достаточной для перевода в возбужденное состояние всех атомов в области его влияния.
Стационарный импульс имеет симметричную форму:
втечение первой его половины резонансные атомы переводятся из основного состояния в возбужденное;
втечение второй половины импульса происходит обратный процесс.
Математическое описание явления самоиндуцированной прозрачности основано на решении самосогласованной системы уравнений Максвелла–Блоха: волновое уравнение Максвелла отвечает за распространение импульса света в резонансной двухуровневой среде, динамика которой определяется оптическими уравнениями Блоха (фактически они играют роль материальных уравнений).
Используя приближения вращающейся волны и медленно меняющихся амплитуд, Мак-Колл и Хан получили аналитическое выражение для стационарного импульса (солитона), распространяющегося в резонансной среде без потерь энергии:
|
E(z,t) = 2=sech t − z v , |
µ – дипольный момент перехода; t – z/v – время |
|
µτ |
τ |
в движущейся системе координат; τ – длитель- |
|
|
|
ность импульса. |
|
|
|
|
θ(z) = µ ∞∫ E(z,t)dt. |
|
Важной характеристикой взаимодействия импульса |
|
|
со средой является его «площадь |
|
=−∞ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Если площадь равна θ = 2πn, это означает, что импульс возвращает после возбуждения резонансные атомы точно в нижнее (основное) состояние, так что вся энергия, запасенная в среде, возвращается обратно в поле излучения.
139
Пропускание коротких импульсов средой зависит от их площади θ.
При θ < π импульсы затухают на расстоянии в несколько длин поглощения.
Режим самоиндуцированной прозрачности реализуется, если входная площадь импульсов превышает пороговое значение θ = π.
При π < θ < 3π на расстояниях порядка нескольких длин поглощения формируются стационарные 2π-импульсы, имеющие симметричную форму, которая при дальнейшем распространении не изменяется.
Стационарный импульс (солитон) имеет площадь θ = 2π (именно такие импульсы называют 2π-импульсами).
При θ > 3π одиночные входные импульсы разбиваются на соответствующее количество субимпульсов, что можно трактовать как процесс разбегания солитонов, каждый из которых в отдельности является 2π-импульсом.
16.3. Явление фоторефракции
Фоторефракцией (оптическим повреждением) называется обратимое изменение свойств кристаллов, проявляющееся в изменении показателя преломления под действием света.
Фоторефракция наиболее заметно проявляется в сегнетоэлектриках и определяется электрооптическим эффектом, вызванным полем пространственного заряда.
В результате фоторефракции в зоне освещения кристалла лазерным лучом возникает наведенное двупреломление, приводящее к расплыванию луча.
140
Воздействие постоянного электрического поля
Изменение частоты волны накачки ω
