Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Сухоруков А.П. -> "Нелинейные волновые взаимодействия в оптике и радиофизике" -> 39

Нелинейные волновые взаимодействия в оптике и радиофизике - Сухоруков А.П.

Сухоруков А.П. Нелинейные волновые взаимодействия в оптике и радиофизике — М.: Наука , 1998. — 232 c.
ISBN 5-02-013842-8
Скачать (прямая ссылка): nelineynievolnoviedeystviya1988.pdf
Предыдущая << 1 .. 33 34 35 36 37 38 < 39 > 40 41 42 43 44 45 .. 91 >> Следующая


A1 =E1Mie Г<,г + (TkvE220)-1 Sh(T0Z) X X JdtEKv1 - *)е-П/ТкрГ\

(6.22)

о

где Г0 =IiE20, Tkp=V21IT0 (ср. с (6.15)). При подаче постоянного сигнала E1 = E10 или при групповом синхронизме, V12 =0, (6.22) переходит в квазистационарное решение (6.5). Анализ (6.22) показывает, что после нарастания амплитуды субгармоники i4lmax до амплитуды накачки E20 наступает нелинейный этап взаимодействия волн, протекание которого сильно зависит от профиля фронта импульса субгармоники.

Если быстрый сигнал на частоте субгармоники имеет экспоненциальный

фронт E1(V1) =Е10е ^rjl'Tl, то на расстоянии

Из (6.23) видно, что при усилении экспоненциального импульса крутизна фронта не изменяется (остается равной t1). Такую же крутизну приобретает хвост сигнала. Если крутизна фронта меньше критической величины, Ti < тк р, то пиковое значение амплитуды квазистационарного импульса (6.23) превышает амплитуду волны накачки E20. Подробнее свойства стационарных импульсов — солитонов обсуждаются в гл. 7.

Существенное сокращение длительности испытывают сигналы, фронт которых имеет более резкий профиль, чем экспонента (гауссов, линейный,

2 * (1/2) Tq1 \п[2 EloiTl +ТкрУЯЇоТ!] формируется квазистационарный импульс вида Ac « E2о(1 +Ткр/гО"2 sech(Г0г - Tj1 /T1).

(6.23)

kAf

2 J

?20 ^uc- Формирование гигантского

7/ tI < Ткр

1 — входной импульс субгармоники, 2 — параметрический импульс с -^lrrax = -Ej о > — квазистационарный импульс с т, (z) = ткр, 4 - гигантский ИМПУЛЬС C A Itnax **

параметрического импульса в поле монохроматической волны накачки:

98 степенной и т.п.). Усиление таких импульсов можно разбить на ряд этапов (рис. 6.4). На первом, линейном этапе наблюдается экспоненциальное нарастание сигнала в заданном поле накачки, A1 v> ехр (T0Z), вплоть до А \ max ~ E20. Затем начинается сокращение длительности импульса до величины ткр при сохранении пиковой амплитуды порядка E2о- После формирования квазистационарного импульса с энергией IVk р ~ ІГІоТкр происходит дальнейшее сокращение длительности при сохранении постоянной энергии; за счет этого возрастает пиковая интенсивность субгармоники. В случае усиления гауссова импульса амплитуда на последнем этапе растет по закону

Amі» «^2о(гКр7г,)1/2(ГоЮ,/4,

а при степенной форме фронта, E1 = E10(T)1 /V1 )^, темп нарастания поля носит экспоненциальный характер:

Літах «> exp[r0z/(27V + 1)].

Хотя описанная картина формирования импульса имеет сходство с механизмом сужения в лазерном усилителе [19] и ВКР-усилителе [20], использование параметрических систем обладает важными преимуществами. Помимо малого времени релаксации электронной нелинейности, в параметрическом усилителе существует беспороговый механизм линейных потерь (генерация второй гармоники), с помощью которого формируется крутой задний фронт. Оценки показывают, что в кристалле KDP длины / = 3 см Hc|v12l = IO"13 с/см оптический сигнал может сузиться Д° ткр = 10чэ с при интенсивности поля накачки I10 = IO9 Вт/см2.

Предельная длительность импульса субгармоники тпред ограничивается его дисперсионным расплыванием. Сужение импульса будет происходить, пока длина расплывания /д = (1/2)т2 I 82fc/dto2 j"1 не станет меньше длины усиления 1ИЛ = Г01- Если Г0 = 1 см-1, а Ъ2к/дсо2 = IO"21 с2/см, то Тпред * 3-IO-14 с.

В заключение заметим, что рассмотренный механизм формирования гигантского параметрического импульса малой длительности можно реализовать и при невырожденном по частоте трехволновом взаимодействии. Экспериментально формирование гигантского импульса исследовано в параметрическом генераторе света (ПГС) на кристалле KDP [8]. При синхронной накачке ПГС длинными импульсами (T2 = 30 пс) достигалась длительность импульсов на сигнальной и холостой частотах порядка 0,3 пс, причем эта величина мало менялась при перестройке длины волны излучения ПГС в диапазоне 0,8—1,35 мкм.

§ 6.4. Ограничение эффективности удвоения частоты фазово-модулированного импульса

Амплитудная модуляция основной волны снижает темп преобразования энергии во вторую гармонику. Во-первых, при неоднородном распределении поля преобразование частоты идет медленнее на фронте и хвосте импульса, что задерживает рост энергии гармоники. Во-вторых, при относи-7* 99 тельной дисперсии волн появляется снос энергии гармоники из основного импульса, что ограничивает область сильного нелинейного взаимодействия длиной группового запаздывания. Однако, как отмечалось в § 6.2, даже при большой расстройке групповых скоростей, когда It 12 ^ /нл, можно осуществить эффективную перекачку энергии во вторую гармонику на достаточно протяженных трассах, z ^ / нл v (6.21). Ситуация резко меняется при наличии фазовой модуляции основной волны.

Для проведения анализа взаимодействия фазово-модулированных импульсов обратимся к уравнениям для комплексных амплитуд

дАл , Ь A2 ЬА2 л

—= -іУіА\А2е-'*к\ —^+и21—Л=-гу2А\е^, (6.24)

OZ OZ OTJ1

где Д к = к2 — 2 ki. Граничные условия при z - 0 имеют вид

A2(Z = O) = O, A1(Z = O) = E1(X) = \Ei(t)\ei9ioif\ (6.25)
Предыдущая << 1 .. 33 34 35 36 37 38 < 39 > 40 41 42 43 44 45 .. 91 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed