Длина синхронизма

В случае приближенного синхронизма характерной величиной является фазовая расстройка Ак, определяющая так называемую длину синхронизма [c.141]

Из проведенного выше рассмотрения видно, что при распространении волны с частотой ( в среде при нелинейном характере взаимодействия волны и среды, т. е. когда волной индуцируется нелинейная поляризация среды Р = возникает поле индуцированной поляризации па частоте V. Это ноле в условиях точного синхронизма к = ку) при любых г, а в услопиях приближенного синхронизма (О < Д/с А, /с.) па длине синхронизма Ь имеет вид волны, амплитуда которой медленно изменяется [c.141]

Из выражения, связывающего длину синхронизма L с показателями преломления среды п , па частотах и Ка>, [c.150]

Когерентная волна. Условие синхронизма, очевидно, может удовлетворяться только при отсутствии дисперсии среды. Поскольку во всех реальных средах имеет место дисперсия, то условие синхронизма будет удовлетворяться только на ограниченных расстояниях. Как правило, фазовые соотношения считают нарушенными, когда сдвиг фаз равен или превышает по величине л, т. е. Дф 5-л. Если в выражение I, определенное из (18.18), вместо Аф подставить л, то полученная величина / есть длина пути луча в среде, в пределах которого сохраняется фазовое соотношение между волнами поляризации и второй гармоникой. Эту длину, равную [c.404]

При выполнении условия волнового синхронизма (36.10), т. е. когда п(ы) =п (2(о), когерентная длина 2хо обращается в бесконечность. В этом случае переход энергии от исходной волны к ее второй гармонике особенно интенсивен. Обе волны распространяются с одинаковыми фазовыми скоростями и поэтому фазовое соотношение между ними сохраняется постоянным все время при их распространении. С этим, как и при всяком резонансе, связана эффективность обмена энергией между взаимодействующими волнами. Из (36.11) при р О получим [c.303]

Для двухосных кристаллов также возможно выполнение фазового синхронизма. Однако и для тех, и для других кристаллов само по себе наличие анизотропии показателя преломления недостаточно. Необходимо, чтобы соответствующие поверхности показателей преломления для исходной длины волны и ее гармоники по крайней мере касались друг друга, т. е. чтобы анизотропия была достаточно большой. [c.878]

Когерентная длина /ког в реальных условиях эксперимента не обращается в бесконечность, как этого следовало бы ожидать при выполнении условия синхронизма. Расходимость реальных световых пучков приводит к тому, что часть лучей отклоняется от направления синхронизма, даже если ось пучка точно направлена по этому направлению. [c.878]

Отсюда видно, что полученное таким путем решение в некоторый момент времени перестанет быть совместимым с основным предположением о малости S. Этого можно было действительно ожидать в частном случае кругового маятника. В самом деле, мы видели, что такой маятник будет все больше и больше выходить из синхронизма с маятником одинаковой длины, колеблющимся с бесконечно малою амплитудою, что происходит вследствие увеличения периода вместе с амплитудою. [c.105]

Строго говоря, уравнения (8.72) справедливы в случае бегущей волны, когда в кристалле произвольной длины распространяются три волны с частотами (Oi, (02, соз- Покажем теперь, каким образом эти уравнения можно применить к случаю оптического параметрического генератора, схематически показанного на рис. 8.8. Рассмотрим сначала этот генератор, работающий по схеме двойного резонатора. В этой схеме внутри резонатора в прямом и обратном направлениях распространяются две волны с частотами (Oi и (02. Параметрический процесс имеет место здесь только тогда, когда направления распространения этих волн и волны накачки совпадают (поскольку лишь при данных обстоятельствах удовлетворяется условие фазового синхронизма). Если развернуть оптический путь волны в резонаторе так, как показано на рис. 8.9, а, то из рисунка очевидно, что волны испытывают потери на любом участке пути, в то время как параметрическое усиление имеет место лишь на одном из двух отрезков пути. Эту ситуацию можно эквивалентно представить в виде схемы, приведенной на рис. 8.9, б, если соответствующим образом определить коэффициент эффективных потерь а, (/=1, 2). Потери, определяемые на рис. 8.9,6 длиной кри- [c.508]

Пусть нормально падающий световой пучок (ф — О или = тг/2) на данной длине волны строго удовлетворяет условию фазового синхронизма (Л/3 - 0). При отклонении угла падения от ф - О ус- [c.425]

Угол фу2 является внутренним реальный угол падения в воздухе вследствие френелевского преломления на границе оказывается больше. При < 1 внешний угол приблизительно равен пф -Интересно заметить, что как полоса ДХ(/2, так и угловая апертура связаны с числом акустических длин волн, укладывающихся на длине взаимодействия L (т. е. N = L/A). Если вспомнить, что условие фазового синхронизма (10.3.4) эквивалентно Л = Х/1Д 1, то выражение (10.3.9) для полосы пропускания можно записать в виде [c.426]

Несколько ранних экспериментов [46-49] показали, что при распространении по волоконному световоду мощного импульса накачки на длине волны 1,06 мкм от Nd ИАГ-лазера с синхронизацией мод и модуляцией добротности происходит генерация второй гармоники и суммарной частоты вида со, -t- oj. Эффективность преобразования составляла около 0,1% как для суммарной частоты [49], так и для второй гармоники [52]. Такая высокая эффективность неожиданна для параметрических процессов второго порядка, поскольку восприимчивость второго порядка связана с нелинейным откликом электрических диполей, следовательно, близка к нулю в изотропных материалах, каким является плавленый кварц. Существует несколько нелинейностей высших порядков, которые могут создать эффективную для таких процессов наиболее важны среди них нелинейности на дранице сердцевины и оболочки и нелинейности, связанные с квадрупольным и магнитным моментами. Однако детальные расчеты показывают [53], что эти нелинейности могут дать увеличение эффективности преобразования максимум до 10 даже при условии фазового синхронизма. Видимо, более высокие эффективности параметрических процессов второго порядка связаны с другим механизмом. [c.309]

Длина синхронизма определяет характер изменения поля нелинейной поляризации. Как видно из (20), при возрастании длины пути распространения падающей волны от границы среды (2 = 0) до возрастает фактор 1—е.хр(—гАкг), достигая максимума при г = лЬ 2, и соответственно возрастает амплитуда поля не.тинейвой поляризации Е". При дальнейшем увеличении г амплитуда Е" убывает, достигает нуля и вновь возрастает. Осцилляции амплитуды Е" происходят с периодом [c.141]

Таким образом, в условиях приближенного синхронизма по мере распространения падающей волны и ее нелинейного взаи-модейстния со средой происходит поочередная перекачка энергии между падающей волной и волной нелинейной поляризации с характерным периодом, равным длине синхронизма. Такая зависимость качественно отлична от зависимости Е" г в случае точного синхронизма в нелинейной среде и в случае линейной среды. Осцилляции амплитуды Е" но мере изменения длины пути распрострапения падающей волны легко наблюдаются экспериментально. [c.141]

В заключение отметим, что в научной литературе, посвященной нелинейной оптике, часто используются термины когерентный и некогерентный процессы взаимодействия излучения с веществом [7]. Термином когерентный называют процесс, происходящий в условиях фазового синхронизма на длине синхронизма (длине когерентности) (лекция 12). Термином некогерент-ный называют процесс, не требующий выполнения условия фазового синхронизма (лекция 10). Иногда используется и более детализированное определение, учитывающее характер возбуждающего излучения (когерентный или некогерентный) (лекции 1, 15) и совпадение или различие начального л коночного состояний кваптовой системы, между которыми происходит переход [c.143]

Общей чертой различных методов увеличения длины синхронизма является исходный принцип — скорости распространения воли на частотах ш и Ка в нелинейной среде должны быть одинаковы и, тем самым, исходное соотношение между фазами этих воли на границе среды не должно изменяться но мере распространения возбуждающей волны в среде. Волиы должны быть синфазны. Однако фазовый синхронизм волн на частотах ш и Ка осуществляется в газах и крргсталлах различным образом. [c.150]

Направление синхронизма. На рис. 18.8 показаны сечения поверхностей показателя преломления обыкновенных п 1 = (ш), n i — п (2со)) и необыкновенных (и и п ) волн в кристалле KDP — дигидрофосфата калия для частоты рубинового лазера (индекс 1) и его второй гармоники (индекс 2). Как видно из рис. 18.8, под некоторым углом Оо к оптической оси (0Z) кристалла происходит пересечение эллипсоида п . и сферы п1, что означает п, = пЧ в данном направлении. Поэтому направление, определяемое значением угла я%, является направлением синхронизма. Следовательно, если поляризацию падающей волны подобрать так, чтобы основная волна в кристалле являлась обыкновенной, а кристалл подобрать так, чтобы в нем данная обыкновенная волна возбуждала необыкновенную волну второй гармоники, то в направлении о должно произойти резкое возрастание мощности второй гармоники. В формуле (18.20) не учтена потеря энергии падающей волны на нагревание кристалла и на рассеяние, в результате чего при п (2со) == п (со) длина когере1ггности превращается в бесконечность. Однако в реальных средах всегда возможны подобные потери и поэтому длина когерентности даже при п (2со) — п (со) становится конечной. И в этом случае условие синхронизма является условием наилучшей генерации второй гармоники. [c.406]

В первых опытах по генерации второй гармоники в энергию второй гармоники превращалось около 10 энергии первичного излучения. Такая малая доля перехода энергии ко второй гармонике объясняется небольшой когерентной длиной 2za в кварце (22q 10 см). Для более интенсивного обмена энергией необходимо удовлетворить условию волнового синхронизма (оз) =n (2(u). Это равенство невозможно удовлетворить для изотропной среды в прозрачной области, так как показатель преломления (со) монотонно возрастает с ростом частоты. Условию п(ш) =/гД2ш) можно удовлетворить, если частота со взята в прозрачной области (область нормальной дисперсии), а 2со — в области сильного поглощения (область аномальной дисперсии) или наоборот. Но это невыгодно, так как одна из волн будет сильно поглощаться. [c.304]

Существенное увеличение 1кот достигабтся при точ-ном выполнении условий синхронизма в анизотропных кристаллах. В них показатель преломления, а следовательно, и фазовая скорость зависят не только от частоты, но и от поляризации волны, поэтому возможно выполнение условий синхронизма на значительно большей длине. При этом в зависимости от выбора поляризации и ориентации кристалла возможны два типа фазового синхронизма. В отрицательных одноосных кристаллах, где показатель преломления для обыкновенной волны По (волны с поляризацией, перпендикулярной плоскости, проходящей через оптическую ось кристалла и направление луча) больше показателя преломления для необыкновенной волны Пе (волны С поляризацией, параллельной указанной плоскости), в некотором направлении 01, отсчитываемом от направления оптической оси кристалла, [c.878]

Возбуждённое электронным потоком эл.-магн. поле замедленной волны является суммой индивидуальных излучений отд. электронов. Индивидуальное излучение каждого электрона, движущегося равпомсрно в замедляющей системе,— частный случай Черенкова — Вавилова излучения, к-рое при синхронизме электрона и волны направлено вдоль движения электрона. В немодули-рованном потоке электронов их индивидуальные излучения взаимно уничтожаются т. е. в таком потоке нет переменных конвекционных токов и поэтому он не возбуждает переменные эл.-магн. поля. При подаче на вход ЛБВ эл.-магн. колебаний частоты м в замедляющей системе возникает волна с фазовой скоростью 1 (ш). Её поле модулирует электронный поток, в к-ром образуется волна возмущений — периодич. последовательность электронных сгустков — длиной Х Х — [c.568]

Электронные волны в ЛБВ типа О. Модуляция электронного потока эл.-магн. волной и, в свою очередь, возбуждение этой волны электронами приводит к образованию электронно-эл.-магн. волн, наз. иногда также электронными волнами. Их комплексные волновые числа k—k - -ik" определяются в ли-нейно11 теории ЛБВ, справедливой при достаточно малой мощности усиливаемого сигнала, когда возмущения плотности и скорости электронов пучка малы по сравнению с их постоянными составляющими. Совместное решение ур-пий Максвелла и линеаризованных ур-ний движения электронов приводит к кубич. ур нию для к, три корня к-рого соответствуют трём электронным волнам. При синхронизме электронного пучка и замедленной волны амплитуда одной из этик волн нарастает вдоль ламны её постоянная нарастания к" определяет усиление сигнала на ед. длины в ЛБВ G=8,69A " (в дБ), а постоянная распространения к — фазовую скорость (/ фэ=о)//с. Усиление существует в яек-рой области относит. изменения скоростей Vg а — в т. и. зоне усиления (рис. 3). [c.569]

Принцип действия М. предложен в 1944 В. И. Векслером одновременно с описанием открытого им явления автафазировки частиц в резонансных ускорителях. Условие синхронизма для движущихся по разным орбитам электронов в М. состоит в том, что длина последо-ват. орбит отличается на целое число длин волн h ускоряющего СВЧ-поля поэтому М. часто паз. ускорителем с переменной кратностью. [c.150]

Восприимчивости измеряют, связывая эффективность нелинейного процесса с интенсивностью взаимодействующих в нелинейном процессе волн (напр., в случае генерации 2-й гармоники Н. в. 2-го порядка связывают с интенсивностью накачки) 6,7]. При этом используется информация о пространственно-временном профиле взаимодействующих пучков, их спектральном составе, длине исследуемого образца, его ориентации, поляризации излучения и выполнении условий фазового синхронизма. Абс. измерения оптич. нелинейностей — сложная задача, поэтому часто используют относит, измерения. Эталонным кристаллом для относит. измерений 2-й гармоники является кристалл КОР (КН РО ), у к-рого = 1,1-10" СГСЭ (длина волны накачки к — 1,06 мкм), в ИК-области — кристалл арсенида галлия с х 3,2-10" СГСЭ к = = 10,6 мкм). Для поиска новых нелинейных материя-лов широко применяется методика измерения относит. Н. в. в порошках, позволяющая оценить оптич. нелинейность кристаллов и установить возможность синхронных нелинейных взаимодействий, не располагая большими монокристаллич. образцами. Коэф. преломления подавляющего большинства оптич. материалов отличаются не более чем на порядок, а различие ку-бич. Н. в. составляет более десяти порядков величины. Нерезонансеое значение х оптич. стёкол и щелочно-галоидных кристаллов изменяется в диапазоне (10-1 —10-13) СГСЭ, напр. для ЫР СГСЭ, [c.311]

К Ф. с. относится также люминесцентная спектроскопия с временным разрешением, в к-рой измеряются длительность свечения и спектры изучаемого объекта. В методах обычной люминесцентной спектроскопии в качестве детекторов используют скоростные фотоприёмники и электрон-но-оптич. преобразователи, к-рые не обеспечивают фемтосекундного временного разрешения. В люминесцентной спектроскопии, применяющей методы Ф. с., временные ворота для измерения сигнала создаёт непосредственно сам импульс, чем и достигается фемтосекундное временное разрешение. Для образования временных ворот возбуждаемая фемтосекундным импульсом люминесценция может направляться на нелинейный кристалл, где она смещи-вается с фемтосекундным лазерным импульсом. Такая схема обеспечивает временное разрешение порядка длительности импульса, т. е. сигнал на суммарной частоте образуется только во время нахождения этого импульса в кристалле. Временная эволюция свечения на фиксированной длине волны измеряется путём установки нелинейного кристалла под соответствующим утлом синхронизма и регистрации сигнала на суммарной частоте при варьировании оптич. задержки направляемого на кристалл лазерного импульса. [c.281]

В несколько различных направлениях (хотя и удовлетворяющих условиям фазового синхронизма). Это накладывает верхний предел на длину взаимодействия основного пучка конечного поперечного сечения в кристалле. Данное ограничение можно преодолеть, если возможно использовать угол 0т = 90°, т. е. реализовать случай Ле(2ш, 90°) = Ло(ш). Такой тип фазового синхронизма называется 90°-ным фазовым синхронизмом, и в некоторых случаях его можно получить, изменяя температуру кристалла, поскольку в общем случае Пе и По по-разному зависят от температуры. Подводя итоги проведенному выше рассмотрению, можно утверждать, что в отрицательном одноосном кристалле (с достаточной величиной двулучепреломле-ния) фазовый синхронизм достижим, когда обыкновенный луч на частоте [луч Ех в (8.55в)] соединяется с обыкновенным лучом, имеющим также частоту [луч Еу в (8.55в)], в результате чего образуется необыкновенный луч с частотой 2ш, или в соответствующих обозначениях Ощ + Om->- 2w Этот процесс называется генерацией второй гармоники типа I. В отрицательном одноосном кристалле при наличии фазового синхронизма возможно также существование другого вида ГВГ, называемого процессом типа II. В этом случае обыкновенная волна на частоте ш может соединиться с необыкновенной волной, имеющей также частоту , вследствие чего возникнет необыкновенная волна с частотой 2 , или в соответствующих обозначениях Ощ + [c.500]

Pii . 8.10. Нормированные кривые зависимости интенсивности второй гармоники /гш и интенсивности излучения на основной частоте / от длины кристалла I при идеальном фазовом синхронизме (сплошные кривые) и некотором фазовом рассогласовании (штриховые кривые). [c.513]

Вычислите эффективность преобразования BTopoii гармоники типа I в случае идеального фазового синхронизма, когда это преобразование осуществляется в кристалле KDP длиной 2,5 см, причем падающий пучок имеет длину волны . = 1,06 мкм и интенсивность 100 МВт/см (для KDP п 1,5, йэфф = dse sin 0, = 0,28-10- 2 м/В, где 0 =5О —угол фазового синхронизма). [c.526]

В случае одномодового световода Акуу = О, поскольку Ап почти одинаково для всех волн. В этом случае существуют три способа получения фазового синхронизма. Если длина волны накачки близка к Хд, то Akf становится малой. Это позволяет получить фазовый синхронизм для вблизи кр. Для > Хд фазового синхронизма можно также добиться, изменяя Ак посредством изменения мощности накачки. При фазовый синхронизм можно в двулучепреломляющих световодах, если взаимодействующие волны имеют различные поляризации. Все эти способы обсуждаются ниже в соответствующих подразделах. [c.289]

С практической точки зрения пять типов взаимодействия, приведенные в табл. 10.1, можно разбить на две категории. Первые два процесса соответствуют случаю, когда мощность накачки разделяется между быстрой и медленной модами. В остальных случаях накачка поляризована вдоль медленной оси. В первой категории процессов параметрическое усиление максимально, когда мощность накачки в двух поляризационных модах равна, т. е. 0 = 45, где 0-угол между направлением поляризации накачки и медленной осью. Даже в этом случае различные процессы конкурируют между собой, поскольку значения коэффициентов параметрического усиления для всех этих процессов приблизительно одинаковы. В эксперименте [21] наблюдалось четырехволновое смешение с синхронизмом типа I при накачке импульсами длительностью 15 пс на длине волны 585,3 нм от лазера на красителе с синхронизацией мод. Доминировал параметрический процесс типа I, поскольку в этом случае расстройка групповых скоростей различных волн относительно мала. [c.299]

На рис. 10.9 показан спектр, наблюдавшийся на выходе световода длиной 20 м при накачке пиковой мощностью 1 кВт, поляризованной под углом 0si44° [21]. Наличие в спектре стоксовой и антистоксовой полос с частотной отстройкой +4 ТГц обусловлено четырехволновым смешением типа I. Стоксова волна поляризована вдоль медленной оси, в то время как актистоксова-вдоль быстрой оси световода. Асимметричное уширение стоксовой линии и линии накачки вызвано совместным действием эффектов ФКМ и ФСМ (см. разд. 7.4). Относительное увеличение стоксовой компоненты обусловлено комбинационным усилением. Линия с частотной отстройкой 13 ТГц является стоксовой компонентой ВКР. Она поляризована вдоль медленной оси, поскольку мощность накачки в медленной поляризационной моде несколько больше, чем в быстрой (0 44°). Увеличение 0 на 2-3 приводит к изменению поляризации излучения ВКР. Небольшой пик вблизи 10 ТГц возникает в результате невырожденного четырехволнового смешения (со, oj), в процессе которого слабая стоксова волна ВКР усиливается в поле накачки и стоксовой волны вырожденного четырехволнового смешения. Фазовый синхронизм может возникать только при поляризации излучения ВКР вдоль медленной оси. Пик вблизи 10 ТГц исчезает при увеличении [c.299]

В первом эксперименте [6] по параметрическому усилению в световодах фазовый синхронизм был обусловлен использованием многомодового световода. Пиковая мощность импульсов накачки на длине волны 532 нм составляла 100 Вт, а длина волны непрерывного сигнал мощностью 10 мВт перестраивалась вблизи 600 нм. Усиление было небольшим из-за малой длины световода (9 см). В недавнем эксперименте [14] использовалась накачка на длине волны 1,319 мкм, лежащей недалеко от длины волны нулевой дисперсии, что и обусловило выполнение условия синхронизма (см. рис. 10.7). При пиковой мощности импульсов накачки в пределах 30 - 70 Вт измерялась мощность усиленного непрерывного сигнала на длине волны 1,338 мкм на выходе световода длиной 30 м. На рис. 10.11 показано усиление как функция мощности накачки Pq при трех значениях входной мощности сигнала Р . Отклонение от экспоненциальной формы кривой обусловлено насыщением усиления вследствие истощения накачки. Отметим также, что существенно падает при увеличении мощности сигнала от 0,26 до 6,2 мВт. При мощности накачки Р = 70 Вт усиление сигнала мощностью 0.26 мВт составило 46 дБ. Эта цифра говорит о потенциальной возможности использования волоконных световодов в качестве параметрических усилителей при выполнении условия фазового синхронизма. Контролировать выполнение этого условия при заданных частотах накачки и сигнала удобно с помощью двулучепреломляющего световода, в котором двулучепреломление меняется при воздействии внешнего [c.305]

В условиях группового синхронизма, выбирая длины волн и симметрично, относительно длины волны, соответствующей нулевой дисперсии групповой скорости. Другая возможность связана с использованием маломодовых световодов, в которых групповую расстройку можно скомпенсировать за счет межмодовой дисперсии. [c.140]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...