Способ управления расходимостью и волновым фронтом когерентного излучения в квантовых усилителях

 

Использование: область приборов квантовой электроники и лазерной техники, в частности, для получения световых пучков с заданной кривизной волнового фронта и дифракционной расходимостью в широком диапазоне лазерного излучения, на любых активных средах. Сущность изобретения: управление расходимостью и волновым фронтом когерентного излучения в квантовых усилителях достигается путем управления пространственным распределением диэлектрической восприимчивости усиливающей среды за счет создания заданного пространственного профиля накачки и варьирования длины пути луча в среде. 2 ил.

Изобретение относится к области квантовой электроники, в частности к лазерной технике, и может быть использовано для получения световых пучков с заданной кривизной волнового фронта во всех диапазонах лазерного излучения и на любых активных средах.

Известен способ управления расходимостью и волновым фронтом когерентного излучения в квантовых усилителях, включающий создание возбужденной усиливающей среды и формирование в ней волны излучения (1).

Недостатком известного способа является невозможность управления размерами светового луча.

Цель управление размерами светового луча.

Поставленная цель достигается тем, что в способе управления расходимостью и волновым фронтом когерентного излучения в квантовых усилителях, включающем создание возбужденной усиливающей среды и формирование в ней волны излучения, в усиливающей среде накачкой создают заданный пространственный профиль диэлектрической восприимчивости χ_o усиливающей среды и формируют луч заданного размера r(l) с радиусом кривизны волнового фронта R(l) на длине трассы l, определяемыми соотношениями: где r_c радиус кривизны профиля накачки на оси луча, k_o волновое число, ; диэлектрическая восприимчивость усиливающей среды по оси луча, βʹ, βʺ фазовые углы, зависящие от параметра , r_o радиус луча на входе в усиливающую среду,

На фиг. 1 представлена схема устройства для реализации описываемого способа. На фиг. 2 представлен график распределения коэффициента усиления, представляющего собой вторую производную от диэлектрической восприимчивости со знаком минус, а именно [-χʺ(r_⊥)] в поперечном сечении светового пучка r_⊥ в усиливающей среде в зависимости от неоднородного профиля накачки, выраженного функцией f''(0).

Схема включает плоские глухие зеркала 1 и 2 с напыленными участками 3 и с двумя диаметрально противоположными окнами 4, 5 в зеркале 2, в виде ненапыленных участков. Зеркала 1, 2 наклонены к оптической оси под углом α ≈10^-5 рад. Против окна 4 установлен задающий генератор 6. Зеркала 1 и 2 смонтированы в совокупности с пьезокерамикой 7, с возможностью перемещения вокруг осей 8, расположенных симметрично друг относительно друга по одну сторону оптической оси 00₁.

Работает устройство следующим образом. При включении разряда в щелеобразном рабочем объеме создается инверсная населенность уровней рабочего газа. Задающее излучение усиливается в бегущей волне, которая многократно проходит в инверсной среде по зигзагообразному пути, за счет наклона плоских глухих зеркал 1 и 2 в разные стороны от оптической оси под углом a ≈10^-5 рад. Каустика зигзагообразного хода луча распространяется по ширине щелеобразного разрядного промежутка.

Пройдя зигзагообразный путь в инверсной среде усилителя, задающее излучение выходит из окна 5. При подаче напряжения на пьезокерамику, смонтированную в совокупности с наклонными зеркалами 1 и 2, происходит изменение угла наклона a этих зеркал относительно оптической оси 00₁, в результате чего происходит варьирование длины пути луча в усиливающей среде усилителя, ведущее к управлению пространственным распределением диэлектрической восприимчивости этой среды. Подбирая приведенным образом длину усиливающей среды l, на выходе из нее можно получить излучение с заданным волновым фронтом.

Физическая картина явления, используемого в изобретении, выглядит следующим образом. При заданном распределении амплитуды светового луча на выходе в усилитель и распространении луча внутри усиливающей среды компенсация дифракционных потерь усилением приводит к асимптотически конечному радиусу r(∞) пучка и радиусу кривизны R(8) волнового фронта

диэлектрическая восприимчивость усиливающей среды.

Формулы (1) получены при решении следующей задачи. Диэлектрическая восприимчивость χ среды в условиях накачки неоднородной поперек направления распространения (ось Z) луча зависит от поперечной координаты пучка , здесь действительная часть восприимчивости χ_o, n показатель преломления на оси пучка f(0)=1^''. мнимая часть восприимчивости χ_o, которая в режиме усиления имеет определенный знак > 0 и связана с длиной усиления L (обратный коэффициент усиления) соотношением ; λ длина волны; f(r_⊥) - функция, описывающая неоднородный профиль накачки и нормированная на единицу на оси пучка. Если накачка симметрична относительно оси Z и радиус неоднородности r_н больше радиуса светового пучка, то f(r_⊥) можно разложить в ряд и ограничиться первой поправкой, тогда , а радиус кривизны профиля накачки на оси Z. Знак второй производной (знак кривизны) f''(0) определяет тип эффективной усиливающей "линзы"; при f^II(0) < 0 усиление спадает к периферии пучка, а при f''(0) > 0 усиление спадает к центру пучка, качественно это изображено на фиг. 2.

Так как дифракционная расходимость пучка по теории Френеля обусловлена излучением с периферии пучка, то в случае f''(0) < 0 дифракционные потери с периферии будут компенсироваться преимущественным усилением в центре. В противоположном случае f''(0) > 0 излучение с периферии пучка будет возрастать, благодаря преимущественному периферийному усилению, что приведет к неустойчивости первоначально ограниченного пучка.

Приведем количественные оценки, следующие из теории описанного эффекта. При решении различных задач о распространении излучения оптического диапазона широко используется приближение параболического уравнения, в котором напряженность электрического поля Е в световой волне ищется в виде

где медленно меняющаяся в сравнении с экспонентой амплитуда поля; частота поля, комплексный волновой вектор k в усиливающей среде определяется формулой

а распределение амплитуд описывается параболическим уравнением

с граничным условием, которое мы зададим в виде гауссова распределения амплитуды на входе Z=0 в усилитель

здесь содержит характеристики задающего излучения: радиус пучка r₀; и радиус кривизны R₀ волнового фронта с скорость света.

В описываемом приближении гауссово распределение сохраняется внутри усиливающей среды

(с очевидными начальными условиями А(0) 1, b(0) b₀). Меняется только амплитуда A(z) за счет дифракционных потерь, а также радиус пучка r(z)= (b^'(z))^-/2 и радиус кривизны волнового фронта R(z) ko/2b^''(z).

Для выделения рассматриваемого эффекта компенсации дифракционной расходимости в чистом виде приведем выражения для параметров пучка в случае полного фазового согласования волнового фронта на входе в усиливающую среду, т.е. 0:


Здесь учитывается знак f''(0) знаком радиуса кривизны r_c, поэтому, в отличие от α_± в формулах (1), , т. е. величина αʺ может менять знак. Фазовые углы βʹ и βʺ зависят от параметра определяются формулами

Как видно, величины αʺ и βʺ одновременно меняют знак при изменении знака r_c. Это чрезвычайно важное обстоятельство обуславливает физику рассматриваемого явления, приведенную ранее. При r_c > 0 получаем асимптотические формулы (1), а при r_c < 0 радиус пучка на конечных расстояниях Z_o обращается в бесконечность, т. е. гауссов пучок становится неустойчивым. Вся картина меняется на обратную, если среда не усиливающая, а поглощающая: формулы (1) получаются при r_c > 0, т.е. на оси пучка минимально поглощение, если же поглощение на оси максимально r_c < 0, то пучок неустойчив.

Еще одно важное обстоятельство следует из приведенного расчета для радиуса кривизны R(z) волнового фронта (8): подбирая определенным образом длину усиливающей (или поглощающей) среды l, на выходе из нее можно получать волну с заданным R(l). Например, R(l) 8, т.е. плоский фронт.

Таким образом, в средах со специально приготовленным пространственным профилем диэлектрической восприимчивости можно управлять волновым фронтом.

Приведем численные оценки. В области аномальной дисперсии показатель преломления возбужденных атомов мало отличается от единицы, т.е. n - 1≈ . Для оценки положим n 1, тогда для r_c > 0, . Осцилляции радиуса пучка затухают в два раза на расстояниях l_d, определяемых формулой

Здесь r_c и L измеряются в сантиметрах, а длина волны в микронах.

Радиус пучка в этих условиях будет равен r(∞) или в предыдущих единицах

Например, для типичных условий аргонового усилителя, работающего на длине волны λ 0,480 мк, L 12,5 см, получаем l_d 1,31·10³·r_c см и r_∞ 1,79· 10^-1 см.

Таким образом, в средах со специально сформированным пространственным профилем диэлектрической восприимчивости можно управлять волновым профилем и расходимостью пучка излучения.

Формула изобретения

Способ управления расходимостью и волновым фронтом когерентного излучения в квантовых усилителях, включающий создание возбужденной усиливающей среды и формирование в ней волны излучения, отличающийся тем, что, с целью управления размерами светового луча, в усиливающей среде накачкой создают заданный пространственный профиль диэлектрической восприимчивости χ₀ усиливающей среды и формируют луч заданного радиуса r(l) с радиусом кривизны фронтового фронта R(l) на длине трассы l, определяемым соотношениями

где r_c радиус кривизны профиля накачки на оси луча;
K₀ волновое число;

диэлектрическая восприимчивость усиливающей среды по оси луча;
βʹ, βʺ фазовые углы, зависящие от параметра

r₀ радиус луча на входе в усиливающую среду;

РИСУНКИ

Рисунок 1, Рисунок 2