Волноводное распространение пучков

Волноводное распространение пучков [c.294]

ВОЛНОВОДНОЕ РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПУЧКОВ 295 [c.295]

Основные качественные закономерности явлений самофокусировки и волноводного распространения пучков в нелинейных средах можно исследовать с более общих позиций. Обратимся к исходному в квазиоптической теории параболическому уравнению [c.296]

ВОЛНОВОДНОЕ РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПУЧКОВ 297 [c.297]

ВОЛНОВОДНОЕ РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПУЧКОВ 299 [c.299]

Использованное в предыдущих разделах понятие моды является не совсем строгим, так как требование сохранения в процессе распространения формы амплитудно-фазового профиля не сочеталось с требованием неизменности поперечных размеров светового поля. Тем не менее, в некоторых оптических системах и средах возможно распространение волновых пучков, удовлетворяющих одновременно двум сформулированным выше требованиям. Такие волновые пучки представляют собой истинные моды с точки зрения их корректного определения. Если световое поле в оптической системе представимо в виде такого рода мод, то говорят о возможности волноводного распространения излучения. [c.88]

Анализ волноводного распространения излучения начнем с пучков в квадратичных средах. Квадратичной средой называется среда, показатель преломления которой меняется в поперечном направлении по квадратичному закону [c.88]

Ро = Ркр, -йнл = - д. Мощность пучка в точности равна критической, т. е. дифракция и нелинейная рефракция находятся в равновесии. В этом специальном случае ширина пучка не меняется с расстоянием, / = 1,— имеет место волноводное распространение в нелинейной среде. Отметим, что критическая мощность нелинейного осесимметричного волновода (3.10) не зависит от поперечных размеров. [c.293]

Как мы видели выше (см. 3), при мош ности пучка, равной критической, в среде с 8а > О может наступить волноводное распространение, когда плоский фазовый фронт и профиль интенсивности пучка не меняются с расстоянием. Этот режим можно проанализировать более строго, не ограничиваясь безаберрационным приближением. Волноводному распространению соответствует следующая форма волнового поля [c.294]

В линейной среде, = О, интеграл движения 1 , как видно из (4.13), всегда положителен. В нелинейной среде в интеграле /з появляется дополнительный член, который может быть как положительным в дефокусирующей среде, так и отрицательным в самофокусирующей среде. В последнем случае при достаточно большой мощности пучка интеграл может быть отрицательным. Так как интеграл /д сохраняется при распространении волны, то его нелинейная часть, несущая отрицательную величину, не может стремиться к нулю. Это означает, что в самофокусирующей среде, бнл О, пучок с /з < О не может перейти в расходящуюся волну, амплитуда которой стремится к нулю при 2 оо. Таким образом, при выполнении условия /д < О пучок испытывает в нелинейной среде волноводное распространение. При произвольных начальных условиях нелинейный волновод будет нерегулярным его поперечное сечение непрерывно искажается, осциллируя около некоторого среднего сечения. [c.297]

Принципиально новое решение проблемы применения ультразвукового зондирования в системе внутритрубной инспекции магистральных газопроводов состоит в использовании волноводных свойств стенки трубы. Стенку трубы большого диаметра можно рассматривать как волновод, в котором могут распространяться лэмбовские моды колебаний. Лэмбовская мода может быть возбуждена в виде пучка волн, распространяющихся вдоль окружности трубы. Таким образом, решаются три задачи. Во-первых, можно обеспечить бесконтактный ввод и вывод упругой волны в стенку на основе принципа синхронно связанных волноводов. Во-вторых, один преобразователь может захватить большой участок окружности трубы за счет волноводного распространения лэмбовской моды вдоль стенки. И, наконец, отражение пучка лэмбовских волн чувствительно к геометрии дефекта и наиболее эффективно для продольно-ориентированных дефектов. [c.96]

Методы и техника измерений электрических параметров сред в СВЧ диапазоне радиоволн достаточно хорошо описаны в ряде работ. Максимальной точностью измерений обладают резонаторные методы. Из волноводных методов практическую применимость имеет способ измерения постоянной распространения в измерительной линии, заполненной образцом, так как он позволяет не только измерить электрические параметры, но и оценить степень неоднородности среды в выбранном направлении. Для оценки параметров плоскослоистых изделий (брусьев) больших габаритов без какой бы то ни было доработки целесообразно использовать простой метод измерения смещения наклонно падающего пучка. [c.228]

В данной главе мы рассмотрим вопросы, связанные с распространением оптических волн в диэлектрических структурах (т. е. в тонких пленках и волокнах), размеры которых соизмеримы с длиной волны. Известно, что лазерный пучок с ограниченным поперечным размером расходится при распространении в однородной среде (см. гл. 2). В волноводных диэлектрических структурах при определенных условиях это расхождение отсутствует. Оптические моды в этих диэлектрических волноводах соответствуют локализованному в пространстве распространению электромагнитного излучения с поперечными размерами, определяемыми волноводом. [c.438]

Электромагнитная энергия в оптическом диапазоне частот может передаваться на расстояние путем распространения электромагнитного поля в специальных диэлектрических волноводах. Их волноводные свойства обусловлены, главным образом, полным внутренним отражением согласно которому световой пучок, распространяющийся в среде с показателем преломления п , может полностью отразиться от поверхности раздела между первой и второй средой, имеющей показатель преломления П2< п . Точнее говоря, существует угол [предельный угол см. выражение (3.20.1)], определяемый выражением [c.577]

Квадратичная среда обладает волноводными свойствами, распространение в ней световых волн во многом сходно с распространением света в линзовом волноводе, состоящем из последовательности собирающих линз. Модель квадратичной среды широко используется как при анализе распространения излучения через лазерные активные элементы, так и при изучении распространения света в некоторых типах оптических волокон. Однако эта модель имеет один серьезный недостаток. Как видно из (2.3.1) при больших значениях поперечных координат х и у показатель преломления становится меньше единицы и даже достигает отрицательных значений. Модель квадратичной среды будет, тем самым, иметь смысл для пучков, основная часть энергии которых концентрируется вблизи оси и не выходит за пределы области, где п>. [c.88]

Отметим, что в волноводных резонаторах можно подобрать такие комбинации волноводных мод, которые оказываются нечувствительными не только к тепловой линзе, но и к иным термическим искажениям активного элемента (например, к изгибу активного элемента, вызванному тепловым расширением). Во всех случаях удается добиться взаимной компенсации изменений волнового фронта светового пучка, происходящих в процессе его распространения по деформированному активному элементу. [c.243]

Однако, пожалуй, одной из наиболее интересных задач современной нелинейной оптики, в которой принципиальную роль играет конечное сечение светового пучка, является задача о самофокусировке и самоканализации интенсивного светового пучка. В среде, показатель преломления которой зависит от интенсивности световой волны [появление такой зависимости, как нетрудно видеть, связано с членами при (5)], показатель преломления внутри пучка может превышать показатель преломления вне пучка и, следовательно, лучи будут стремиться собраться к оси пучка [47]. Последнее должно, очевидно, приводить (при фокусировке в нелинейной среде) к изменению фокусного расстояния линзы и к изменению (как нетрудно показать, уменьшению) размеров фокальной области (эти явления могут быть названы самофокусировкой), а при определенных условиях к режиму волноводного распространения пучка (само-канализация). Эффекты самофокусировки и самокана-лизации можно проанализировать в том же квазиопти-ческом приближении, используя которое мы получили ураянения (17) и (18). Рассматривая среду, для которой показатель преломления п = По + А , я подставляя (16) в соответствующее волновое уравнение, получаем [c.25]

SSFM-метод применялся для решения многих разнообразных задач оптики, таких, как распространение волн в атмосфере [42, 43], в световодах с градиентным профилем показателя преломления [44, 45], в полупроводниковых лазерах [46-48], в неустойчивых резонаторах [49, 50] и в волноводных ответвителях [51, 52]. Этот метод часто называют методом распространения пучка [44-52], если его применяют для описания стационарного распространения, когда дисперсия заменяется дифракцией. В частном случае опирания распространения импульсов в волоконных световодах он впервые применялся в 1973 г. [28]. В настоящее время SSFM-метод широко распространен [53-64] ввиду его большей скорости по сравнению с разностными методами [39]. Он относительно прост в применении, но требует осторожности в выборе размеров шагов по z и Г, чтобы сохранить нужную точность. В частности, нужно проверять точность, вычисляя сохраняюшиеся величины, такие, как энергия импульса (в отсутствие поглощения), вдоль длины волокна. Оптимальный выбор размера шага зависит от степени сложности задачи. Существует несколько рекомендаций в выборе шага иногда необходимо повторять вычисления, уменьшив шаг, чтобы быть уверенным в точности численного моделирования. [c.52]

Рассмотрим работу ПИ в условиях волноводного распространения звука, когда происходит возбуждение дискретного набора нормальных волн, следуя статье [Зайцев и др., 1987]. Одну из стенок волновода (г - 0) будем считать мягкой, другую (г = Н) - жесткой. Ось х направлена вдоль волновода. Случай волновода с двумя акустически мягкими стенками, соответствующий модели Пекериса (см. [Толстой, Клей, 1969]), рассматривается аналогичным образом. Под углом 3 к оси волновода, совпадающей с осью X, излучается высоконаправленный бигармонический пучок накачки с частотами со, и о)2. При достаточно малом затухании пучок накачки испытывает многократные отражения от границ волновода. Генерация поля р на разностной частоте описывается уравнением [c.176]

Возможность управления скоростью рэлеевских волн с помощью пленки на поверхности приводит, как впервые показано Тёрстоном [52], к интересному явлению — волноводному распространению поверхностных волн. Для осуществления этого на поверхность твердого тела нано-сптся доро/кка п.пенки, которая обеспечивает уменьшение скорости рэлеевских волн по сравнению с Сд на тех участках поверхности, где пленки нет. Подбирая профиль пленки, можно получить даже некоторый наиболее подходящий закон изменения скорости. Образуется акустический волновод (аналогичный, например, волноводу в море) с нормальными волнами, связанными с распределением амплитуд смещений в поперечном сечении (по оси у на рис. 1.7). При этом энергия пучка рэлеевских волн при распространении не расходится во всей плоскости 2 = О, а концентрируется в волноводе, который можно сделать довольно произвольной формы (изогнуть, свернуть в спираль и т. д.). Это находит многочисленные технические применения в акустоэлектронных приборах и устройствах [53, 54]. [c.49]

После прохождения нелинейного фокуса пучок расширяется, ширина пучка достигает первоначального значения, /max = 1 и процесс повторяется снова. Таким образом, волноводное распространение наступает и при Ро.пог > Ркр,пог только волновод в этом случае является осциллируюш им. [c.294]

Акустооптичеекое взаимодействие в оптических волноводах. В оптич. волповодах, представляющих собой тонкий слой прозрачного материала на поверхности подложки (т. н. планарные волноводы), возникает взаимодействие оптич. волноводных мод с поверхности ными акустическими волнами (ПАВ), обычно рэлеев-скими. В результате появляется свет, распространяющийся вдоль плоскости волновода, но отклонённый от своего первоначального направления. Для эфф. дифракции необходимо, чтобы в н.поскости волновода световые лучи падали на пучок ПАВ под соответствующим брэгговским углом. Поскольку даже в изотропной волноводной системе скорости распространения разных оптич. мод отличны друг от друга, то при разл. углах падения светового пучка возможна как дифракция света без изменения номера моды, аналогичная обычной брэгговской дифракции, так и дифракция, при к-рой падающий и дифрагированный свет принадлежит к разным волноводным модам. В последнем случае законы дифракции аналогичны закономерностям анизотропной дифракции, возникающей при взаимодействии объемных волн в двулуче-преломляющей среде. В волноводных системах распределение как эл.-магн. полей для оптич. моды, так и поля деформации в ПАВ неоднородно в поперечном сечении волновода. Эффективность акустооптич. диф- [c.49]

Нелинейные эффекты могут проявляться как само-воадействие волны и как взаимодействие волн между собой. Самовоздействие мощной волны приводит к изменению её поглощения и глубины модуляции. Поглощение мощной радиоволны нелинейно зависит от её амплитуды. Частота соударений V с увеличением темп-ры электронов может как расти (в ниж. слоях, где осн, роль играют соударения с нейтральными частицами), так и убывать (при соударении с ионами). В первом случае поглощение резко возрастает с увеличением мощности волны ( нас щенпе поля в плазме). Во втором случае поглощение падает (т. н. просветление плазмы для мощной радиоволны). Из-за нелинейного изменения поглощения амплитуда волны нелинейно зависит от амплитуды падающего поля, поэтому её модуляция искажается (автомодуляцня и демодуляция волны). Изменение п в поле мощной волны приводит к искажению траектории луча. При распространении узконаправленных пучков радиоволн это может привести к самофокусировке пучка аналогично самофокусировке света и К образованию волноводного канала в плазме. [c.260]

Несмотря на это, различия между модовыми структурами резонаторов с малыми и с большими дифракционными потерями оказываются огромными и носят принвдпиальный характер. Причины достаточно очевидны. Ведь в том же плоском резонаторе коэффициент отражения от края близок к единице, и две следующие навстречу друг другу волноводные волны на всем сечении резонатора имеют почти равные амплитуды. В результате интерференции двух волн одинаковой интенсивности и образуется характерное знакопеременное распределение амплитуды по сечению. То же самое имеет место и в устойчивых резонаторах, только там бегущая от оси волноводная волна отражается не от края зеркала, а от каустики (благодаря постепенному изменению направления распространения входящих в нее световых пучков при попеременном отражении от вогнутых зеркал). [c.127]

Следует отметить такой случай, когда наличие в элементе температурных градиентов, напряжений и деформаций не приводит к аберрациям. Как можно показать, для наклонной пластины (рис. ЗЛв) приращения оптического пути равны AL =IS.L = =iW T (.p/ os i]), не зависят от координат и одинаковы для люшх поляризаций. Меняется лишь оптическая толщина на величину, определяемую среднеобъемным приращением температуры и значением параметра U7 (все лучи в поперечном сечении пучка проходят одинаковые пути, пересекая направления градиентов температуры). Отметим, что подобная картина имеет место и в волноводных активных элементах [26, 27], лишь величину L надо понимать как длину пути вдоль зигзагообразного пути в элементе (рис. 3.4г). На практике, разумеется, искажения волнового фронта возникают и в таких элементах из-за влияния краевых зон, искривления поверхностей элемента, однако эти искажения значительно меньше, чем для случая распространения света вдоль оси цилиндров или пластин. [c.132]

Дальнейшее повышение средней мош,ности излучения возможно с уменьшением поперечного размера активного элемента. В пределе мы приходим к пучку активированных неодимом световодов с размером каждого менее 1 мм. Из-за волноводного характера распространения света в таких миого.модовых волокнах излучение на их выходе имеет большую угловую расходимость, определяемую углом полного внутреннего отражения в световоде [c.189]

X С в сеченим пучка. Применяя скалярное представление светового полш и скалярную дифракщюнную теорию без учета поляризационных эффектов, опишем монохроматическое или квазимонохроматическое поле комплексной амплитудой F(x, г), соответствующей длине волны А. Ниже мы рассмотрим вопрос о границах применимости скалярной дифракционной теории к оиисанР1Ю волноводных сред. Комплексная амплитуда моды фр (х) с номером р = (р, I) рассматривается на поверхности волнового фронта, их — координаты проекции точки волнового фронта на ближайшую плоскость, перпендикулярную направлению распространения моды. В случае линейной среды можно ввести линейный оператор распространения Р, связываю-пшй комплексные распределения Р ж на двух волновых фронтах, разделенных некоторым расстоянием [c.395]

Выше речь шла о ахучае линейного распространения светового пучка в волноводе (волокне). В настоящее время большой интерес также вызывает возможность применения нелинейных оптических эс1>фектов для повышения пропускной способности волоконных линий связи [69, 70]. В работе [71] рассматривается возможность использования селективного возбуждения поперечных, мод градиентного многомодового волокна в условиях нелинейности для повышения пропускной способности. Там же приведены результаты численного эксперимента по моделированию работы такого канала связи. Формирование заданного модового состава может быть полезно для повышения качества не только оптической волноводной связи, но и оптической связи в свободном пространстве. В работе [72] приводятся результаты сравнительного исследования применения гауссова пучка (гауссовой моды (0,0)) и нулевой моды Бесселя, являющейся модой свободного пространства [23], для оптической передачи информации в свободном пространстве. [c.458]

Максимальной точностью измерений обладают ре-зонаторные методы. Из волноводных методов практическую применимость имеет способ измерения постоянной распространения в измерительной линии, заполненной образцом, так как он позволяет определить электрические параметры и оценить степень неоднородности среды в выбранном направлении. Для оценки параметров плоскослоистых изделий (брусьев) больших габаритов целесообразно использовать простой метод измерения смещения наклонно падающего пучка. [c.438]

Мощные вихревые пучки с кольцевой формой, генерируемые в лазерах, широко используются в лазерной технологии обработки материалов, так как создают более равномерное распределение температуры. Кроме того, при импульсной генерации вихревого пучка появляется возможность пропускать его через воздушную среду в волноводном режиме, исключающем его дифракционное расплывание. Это связано с тем, что из-за обращения интенсивности в нуль в центре пучка температура воздуха на оси пучка оказывается ниже (а показатель преломления выше), чем в остальных областях его сечения. Тем самым создаются условия для постоянной подфокусировки пучка в процессе его распространения. [c.136]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...