ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Генерация цугов пикосекундных импульсов с предельно высокими частотами повторения использование модуляционной неустойчивости из "Оптика фемтосекундных лазерных импульсов " Проведенный за последние годы детальный анализ физической картины распространения солитонов по реальным световодам не только подтвердил целесообразность их использования в информационных системах, но и позволил выявить оптимальные режимы передачи информации. [c.214] При изменении коэффициента ввода Tig меняется наклон прямой на рис. 5.13. [c.215] Для устойчивости синхронного режима работы солитонного лазера требуется весьма точное согласование (до 1 мкм) длин основного и вспомогательного резонаторов. В [38] сообщается о создании автоматизированной системы стабилизации режима работы солитонного лазера, минимальная длительность импульсов доведена до 100 фс. [c.215] Отметим, что, в принципе, возможно существование и других рабочих точек, определяемых условием Р r=N P , где Л/ =1, 2, 3,. .. Наименьшим энергетическим порогом обладает, очевидно, точка 1= Ркр. соответствующая распространению в световоде односолитон-ного импульса. Однако на сегодняшний день нет сообщений об экспериментальной реализации подобных режимов. [c.215] Теория солитонных лазеров в настоящее время активно развивается [39, 40, 41], но существующие упрощенные модели еще не вышли на уровень количественного сравнения с реальными устройствами. [c.215] Солитонные эффекты в сочетании с комбинационным преобразованием частоты положены в основу рамановских солитонных лазеров. [c.215] Простейшая схема такого лазера представлена на рис. 5.14 [42]. Импульсно-периодическое излучение накачки от лазера на центрах окраски (Х =1,47 мкм, Ti/2=10 пс) вводится в синхронный резонатор, содержащий одномодовый волоконный световод (L = 500 м). Точка нулевой дисперсии световода за счет специального выбора профиля показателя преломления сдвинута в область Хкр= 1.536 мкм. Таким образом центр линии комбинационного усиления 1,588 мкм попадает в область аномальной дисперсии групповой скорости. [c.216] Когда пиковая мощность вводимого в световод излучения накачки достигает уровня 6 Вт на выходе лазера формируются солитонные импульсы с длительностью до 240 фс и пиковой мощностью в десятки ватт на стоксовой частоте. Процесс эффективного энергообмена между излучением накачки и стоксовым импульсом заканчивается на расстоянии около 100 м от начала световода. Остальной участок волокна фактически играет роль нелинейного фильтра, улучшающего временную структуру излучения ( 5.9). [c.216] На выходе системы формируются импульсы с длительностью 0,8 пс на стоксовой частоте (Х(,= 1,10 мкм). В этой схеме синхронно-накачи-ваемый волоконный световод играет роль активной среды и безынерционного фазового модулятора, а наличие решеточного компрессора позволяет стабилизировать длительность выходного импульса на минимальном уровне. Минимальная длительность в подобных устройствах ограничивается шириной полосы рамановского усиления и может быть, в принципе, доведена до 100 фс. [c.217] Полный теоретический анализ этих явлений возможен только на основе математического моделирования. Вместе с тем определенные представления о начальных этапах распада многосолитонного импульса на односолитонные можно получить с помощью метода возмущений. Описание в этом случае базируется на теории модуляционной неустойчивости ( 2.8). [c.217] В настоящем параграфе основное внимание уделяется приложениям модуляционной неустойчивости. Дело в том, что она оказывается уникальным методом генерации цугов пико- и фемтосекундных импульсов, следующих с предельно высокой частотой повторения (до 10 Гц). [c.217] Измеренные в эксперименте корреляционные функции интенсивности приведены на рис. 5.19 для двух различных значений расстройки частот основного и вспомогательного лазеров. Период повторения импульсов в последовательности обратно пропорционален величине этой расстройки. Характерная длительность импульса в цуге — 0,5 пс. [c.219] Авторы [49] отмечают хорошее количественное согласие экспериментальных данных с результатами математического моделирования. Использование явления модуляционной неустойчивости для генерации последовательностей пикосекундных импульсов с предельно высокой частотой повторения открывает широкие перспективы для многочисленных приложений ( 3.8). [c.219] Дальнейшее уточнение теории развития модуляционной неустойчивости проведено авторами [30], которые учли влияние дисперсии нелинейности на границы спектральной полосы неустойчивости. Данные численных экспериментов, позволяющие проследить динамику процесса на суш,ественно нелинейных стадиях, приведены в [46]. Глубокий теоретический анализ решений нелинейного уравнения Шредингера с периодическими начальными условиями дан в [47]. [c.219] Рассмотренный в предыдущих параграфах широкий круг проблем, связанных с выявлением предельных возможностей оптических информационных систем, передачей солитонов на сверхдальние расстояния и т. д., предъявляет особые требования к точности математических методов описания соответствующих процессов. Традиционные прямые методы решения уравнений шредингеровского типа (сеточные и спектральные [50]) позволяют достоверно вычислять волновые поля на расстояниях, не превышающих нескольких дисперсионных длин. Сеточная дисперсия или искусственная периодизация решения приводит к появлению артефактов. Наибольшие трудности возникают при решении стохастических задач самовоздействия в дальнем поле Применительно к импульсам пикосекундного диапазона длительностей это соответствует сравнительно большим физическим расстояниям Lд l км (то 6 ПС, =1,5 мкм), но по мере перехода в фемтосекундный диапазон область достоверного моделирования быстро сокращается, так, при То=100 фс дисперсионная длина см. [c.220] Вернуться к основной статье