Нелинейные волновые взаимодействия в оптике и радиофизике - Сухоруков А.П.
ISBN 5-02-013842-8
Скачать (прямая ссылка):
Динамика формирования стационарных волн (солитонов) при параметрическом просветлении экситон-поляритонного резонанса представлена на рис. 13.7 при точном резонансе (а) и при отстройке от резонанса, Si3T2 =1, (б). Видно, что при отстройке увеличивается длина формирования солитонов, однако их профили не чувствительны к наличию П3, так как в режиме просветления механические колебания не раскачиваются, оСт =
В случае генерации экситона на суммарной частоте двумя волнами накачки с отличающимися в несколько раз частотами (со2Л>->і > 1) перераспределение энергии между взаимодействующими импульсами идет иначе. Основные потери испытывает высокочастотная накачка а>2, энергия
Рис. 13.7. Изменение формы поляритонного импульса в процессе параметрического просветления:
а — при точном резонансе, ?2 э =0; б — при отстройке от резонанса, Ї23 T2 = 1
220 импульса стационарной экситон-поляритонной волны несколько меньше, чем в вырожденном случае. Увеличивается и длина, на которой формируются солитоны.
Рассмотрим свойства солитонов при параметрическом просветлении экситонного резонанса, полагая в (13.24) амплитуду механических колебаний равной нулю (а = 0). Тогда из последнего уравнения следует условие взаимной компенсации параметрической накачки и дипольной связи:
Л зет = -(Jq^q)A 1йТА1ст. (13.26)
Вместе с интегралами движения (13.25) соотношение (13.26) позволяет найти в аналитической форме выражения для амплитудных профилей солитонов через начальные распределения амплитуд волн на нерезонансных частотах E1 (rj3) и E2 (т?3 )• Напомним, что аст = 0.
Взаимодействия волн при поляритонном резонансе можно разделить на слабые и сильные в зависимости от соотношения интенсивностей падающих на кристалл волн и критического поля
aEaQ
-т- (13.27)
E2
-crKp
7?3(7oi7?2)
При слабом взаимодействии (E10E20 качки искажаются незначительно:
< E2p) огибающие импульсов на-
A 1ст = E1(Ti3) 1 -
7gi7g3 ^E01Q
?2(173)
А2CT = E2(v3) \ 1 -
JQ2JQ з
ae aq
Ehvs)
(13.28)
L 3 CT
7?3
E1(v3)E2 (ть).
Видно, что профиль солитона на резонансной частоте повторяет профиль накачки.
Из (13.24) следует, что полная энергия импульсов в процессе формирования солитонов уменьшается:
— = - / dv3 I о I2 < 0. (13.29)
oz T2glq
В режиме просветления о = 0 и энергия волн не меняется, интегрируя (13.28), нетрудно найти важное соотношение
AW12 = 2 W3CT> (13.30)
которое связывает потери энергии импульса накачки AW12 - W10 + W20 -- W1 (z) — W2 (z) при Z -*¦ 00 с энергией солитона на резонансной частоте экситонного перехода W3ct. Из (13.30) следует, что в процессе формирования солитонов при выходе на режим параметрического просветления в тепло переходит энергия, равная W3ct. Это подтверждают результаты численного эксперимента (рис. 13,6).
221 При сильном взаимодействии (E10E2о > ^кр) из (13.25), (13.26) можно получить асимптотические выражения для амплитудных профилей солитонов. Отметим, что в данном случае полная энергия солитонов меньше начального запаса примерно в Е10Е20/Е*р раз.
Солитоны при параметрическом просветлении экситонного резонанса представляют лишь один из возможных вариантов генерации стационарных импульсов при двухфотонном возбуждении поляритонных колебаний. Другой класс солитонов возникает при учете самовоздействия электромагнитных волн и энгармонизма колебаний [31, 32] (ср. с § 7.4, 12.5). При учете движения населенностей солитоны связаны с явлением самоиндуцированной прозрачности [33—38].
Необходимо отметить, что эффект параметрического просветления впервые рассмотрен в случае резонансной генерации второй гармоники [39]. Исчезновение резонансного поглощения объяснялось нелинейной интерференцией полей второй гармоники и основной волны. Подробный анализ параметрического просветления в газовых средах дан в [40]. В частности, при четырехволновом взаимодействии двухфотонное возбуждение перехода подавляется комбинационным воздействием другой пары волн, действующей в противофазе. Эффект параметрического просветления исследован экспериментально в [41]. СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
К главе 1
1. Ахманов СЛ., Хохлов P.B. Проблемы нелинейной оптики. - M.: Изд-во ВИНИТИ АН СССР, 1964.
2. Бломберген Н. Нелинейная оптика: Пер. с англ. / Под ред. С.А. Ахманова и Р.В. Хохлова. - М : Мир, 1966.
3. Шуберт Я., Вильгельмы Б. Введение в нелинейную оптику: Пер. с нем. - M.: Мир* 1973, Ч. I; 1975,4. И.
4. ЦерникеФ., Мидвинтер Дж. Прикладная нелинейная оптика: Пер. с англ. / Под ред. C-A. Ахманова. - M.: Мир, 1976.
5- Дмитриев В.Г., Тарасов Л.В: Прикладная нелинейная оптика. - M.: Радио и связь, 1982.
6.ДанелюсРПискарскасА., СируткайтисВ., СтабинисА., ЯсевичютеЯ. Параметрические генераторы света и пикосекундная спектроскопия / Под ред. А.Пискар-скаса. - Вильнюс: Мокслас, 1983.
7. Сущик М.М., Фортус В.М., Фрейдман Г.И.// Изв. вузов. Сер. "Радиофизика". 1970. Т. 13. С. 631.
8. Гапонов A.B., Островский Л.А., Рабинович М.И. // Изв. вузов. Сер. "Радиофизика". 1970. T- 13. С. 164.
