Fény paraméteres erősítése

A fény paraméteres erősítése a bemeneti (jel) fénynyaláb felerősítése magasabb frekvenciájú pumpahullám jelenlétében nemlineáris optikai közegben, egyidejű üresjárati hullám kialakulásával.

Bevezetés

Számos optikai közeg létezik, amely lehetővé teszi a lézersugárzás felerősítését (Nd:YAG, Er:YAG, Nd:YLF stb.). A lézersugárzás spektruma azonban gyakran nem esik a meglévő erősítőközegek spektrális erősítési sávszélességébe, így az erősítése lehetetlenné válik. Felmerül a felerősített sugárzás kontrasztjának problémája is. Mivel a hagyományos lézeres közegben a pumpálási idő jóval hosszabb, mint az erősített lézerimpulzus időtartama, az impulzus erősítésekor az eloszlás „szárnyai” mögötti zaj is megnő, ami viszont befolyásolja az impulzus időtartamát és minőségét. a kimeneti erősített impulzus.

Ezekre a problémákra a megoldást a sugárzás parametrikus erősítésében találtuk meg, vagyis a lézersugárzás nemlineáris optikai közegek felhasználásával történő erősítésének lehetőségében. Ha nemlineáris optikai közegre szivattyúzó frekvenciájú sugárzás (szivattyúhullám) és erősítésre szoruló frekvenciájú sugárzás (jelhullám) esik, a szivattyú sugárzási energiája megoszlik a jelhullám és a kilépő között (a az energiamegmaradás törvénye) üresjárati hullám frekvenciával . E hatás eléréséhez két feltételnek kell teljesülnie: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

A frekvenciákat a következő arányban kell egymáshoz viszonyítani:

${\displaystyle \omega _{3}=\omega _{1}+\omega _{2))$

A fázisillesztési feltételnek teljesülnie kell :

${\overrightarrow {k_{3}}}={\overrightarrow {k_{1}}}+{\overrightarrow {k_{2}}}$

Ebben az esetben a szivattyúhullám közvetlenül a jelhullámmal azonos pillanatban kerülhet a nemlineáris optikai közegbe. Ez lehetővé teszi az erősítőrendszer nagy kontrasztú biztosítását.

Azt is érdemes megjegyezni, hogy parametrikus erősítéssel kellően nagy menetenkénti erősítést (~10 4 ) érünk el, ami ezt az erősítési módszert is hatékonysá teszi.

A parametrikus erősítés felfedezésének története

A fény parametrikus erősítésének jelenségét elméletileg 1962-ben Kroll [1] , Akhmanov és Khokhlov [ 2] , és mások[3]Kingston [6] és munkatársai jósolták meg. Azt találták, hogy ez a jelenség a nemlineáris tulajdonságokkal rendelkező optikai közeg (például KDP vagy LiNbO 3 kristályok ) hatása, amelyet egy erőteljes fényhullám, az úgynevezett pumpahullám gerjeszt, két vagy több fényhullámon, azok eloszlása során ebben a környezetben. Paraméteres gerjesztés esetén egy intenzív fénysugár modulálja azokat a paramétereket, amelyek meghatározzák a rendszerben más csatolt rezgések kialakulását. Ebben a folyamatban az oszcilláció szuperpozíciós szabálya nem teljesül.

A parametrikus erősítés elméleti leírása

Tekintsük a paraméteres erősítést egy egytengelyű nemlineáris kristályban, ahol nem kollineáris kölcsönhatás (1. ábra).

Legyen erős sugárzás bizonyos magas frekvenciájú (szivattyúhullám) és gyenge sugárzás frekvenciájával (jelhullám) a nemlineáris kristály bejáratánál. Ezután, ha a fázisillesztési feltétel teljesül , akkor mindkét hullám, a jel és az üresjárat, felerősödik a szivattyúzás miatt. A parametrikus erősítés folyamatát három csatolt amplitúdójú egyenletrendszer írja le: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\Delta k=|{\overrightarrow {k_{3}}}-{\overrightarrow {k_{1}}}-{\overrightarrow {k_{2}}}|=0$

${\begin{cases}{dA_{1} \over dz}=-{4\pi i\omega _{1}d \over n_{1}c}A_{2}^{*}A_{ 3}e^{-i\Delta kz}\\{dA_{2} \over dz}=-{4\pi i\omega _{2}d \over n_{2}c}A_{1}^{ *}A_{3}e^{-i\Delta kz}\\{dA_{3} \over dz}=-{4\pi i\omega _{3}d \over n_{3}c}A_{ 1}A_{2}e^{i\Delta kz}\end{cases}}$

Tekintsük ezt a nemlineáris kölcsönhatást egy adott pumpa amplitúdó ( ) közelítésében. Ekkor van egy két egyenletrendszer: $A_{3}(z)\approx const$

${\begin{cases}{dA_{1} \over dz}=-i\sigma _{1}A_{2}^{*}A_{3}e^{-i\Delta kz}\\ {dA_{2} \over dz}=-i\sigma _{2}A_{1}^{*}A_{3}e^{-i\Delta kz}\end{cases}}$

ahol a nemlineáris csatolási együtthatók, az effektív nemlineáris szuszceptibilitás. ${\displaystyle \sigma _{i}={4\pi \omega _{i}d \over n_{i}c))$ $d$

Ennek a differenciálegyenlet-rendszernek a megoldása a következő:

${\begin{cases}A_{1}(z)=(A_{10}\operátornév {ch} (gz)+{i \over g}({\Delta k \over 2}A_{10} -\sigma _{1}A_{3}A_{20})\operátornév {sh} (gz))e^{-{i\Delta kz \over 2}}\\A_{2}(z)=( A_{20}\operátornév {ch} (gz)+{i \over g}({\Delta k \over 2}A_{20}-\sigma _{2}A_{3}A_{10}^{* })\operátornév {sh} (gz))e^{-{i\Delta kz \over 2}}\end{cases}}$ ,

hol vannak a peremfeltételek, az erősítési tényező. $A_{10}=A_{1}(0),A_{20}=A_{2}(0)$ ${\displaystyle g={\sqrt {\sigma _{1}\sigma _{2}|A_{3}|^{2}-{\Delta k^{2} \over 4))))$

Az üresjárati hullám hiányában a bemeneten ( ) és teljesített feltétel mellett kapott eredmény elemzése után a következő kifejezéseket kapjuk a jel és az üresjárati hullámok csatolt amplitúdóira: $A_{20}=0$ $\Delta k=0$

${\begin{cases}A_{1}(z)=A_{10}\operátornév {ch} (gz)\longrightarrow {1 \over 2}A_{10}e^{gz}\\A_{ 2}(z)=-i{\sqrt {n_{1}\omega _{2} \over n_{2}\omega _{1}}}{A_{3} \over |A_{3}|} A_{10}^{*}\operátornév {sh} (gz)\longrightarrow A_{10}^{*}e^{gz}\end{cases}}$

Így látható, hogy mind az üresjárati, mind a jelhullámok felerősödnek. Ezt a hatást az ábra szemlélteti. 2.

Meg kell jegyezni, hogy a pumpahullám intenzitásának növekedésével a paraméteresen felerősített fényhullámok térbeli befogásának hatása jelentkezik [7] . Ebben az esetben a jelhullám intenzitásmaximuma a szivattyúhullám felé tolódik el (1. ábra).

Csicsergő impulzusok paraméteres erősítése

A csiripelt lézerimpulzusok optikai parametrikus csiripelt impulzuserősítéssel (OPCPA ) [8] végzett erősítésének sémája lényegében ugyanaz, mint a közönséges lézeres médiában, halmozott populációinverzióval. Erősítés előtt egy femtoszekundumos időtartamú ultrarövid impulzus lép be a nyújtó optikai rendszerébe, melynek kimenetén néhány nanoszekundumos nagyságrendű időtartamú spektrálisan rendezett impulzus jön létre. Az egyetlen különbség az, hogy ekkor az impulzus belép a parametrikus erősítőbe (OPA - optikai parametrikus erősítés), amelynek jellemzőit fentebb leírtuk.

Az OPA egyedülálló tulajdonságát a fázismodulált impulzusok erősítésére először Piscars [9] mutatta be kísérletileg 1986-ban. Kimutatták, hogy az eredetileg jelimpulzusnak adott fázismoduláció nem torzul jelentősen az erősítés során, ha az OPA saját erősítési sávszélessége nagyobb, mint a jel spektrális szélessége. Azt is kimutatták, hogy az üresjárati impulzus frekvenciájú csipogása megfordul, azaz a jelimpulzus és az üresjárat konjugált.

Az elmúlt évtizedben az OPCPA a klasszikus csipogós impulzuserősítő technológia vonzó alternatívájaként jelent meg, és egyre nagyobb érdeklődés mutatkozott a modern tudomány igényeinek megfelelő ultrarövid, nagy csúcsteljesítményű impulzusos lézerrendszerek fejlesztése iránt.

A csipogó impulzus tisztán parametrikus erősítésének elvén alapuló, petawatt teljesítményű lézerrendszereket először az Orosz Tudományos Akadémia Alkalmazott Fizikai Intézetében [10] (Nizsnyij Novgorod) és a Lézerfizikai Kutatóintézetben hoztak létre. az RFNC-VNIIEF. Az utolsó beállításnál a kezdeti ultrarövid impulzus időtartama fs volt. Nyújtófeszítőben történő meghosszabbítása, négy paraméteres erősítővel történő erősítése J (gain ) energiáig és kompresszió után az impulzus időtartama ugyanaz volt, mint 50 fs. $\tau _{in}\approx 50$ $\kb. 100$ $\sim 10^{11}$

Jelenleg a szélessávú csipogós lézerimpulzusok parametrikus erősítésének elve általánosan elismert. Ezért a parametrikus erősítőket indítórendszerként használják - a viszonylag gyenge jelek erősítésére a hordágy kimenetétől ( nJ) a J energiaszintig . Számos nagy, köztük nemzetközi projektben széles rekesznyílású DKDP kristályok alkalmazását tervezik. mint a parametrikus erősítők nemlineáris közege. $E\approx 1$ $\sim 1$

Irodalom

Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. Paraméteres erősítők és fénygenerátorok. - UFN, 88. évf. 3, 1966, 439. o
Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. - ZhETF, 43, 351 (1962) A nemlineáris optika problémái. M.: Nauka, 1964
Dmitriev V. G. Tarasov L. V. Alkalmazott nemlineáris optika
Belyaev Yu. N., Freidman GI Parametrikusan erősített fényhullámok térbeli rögzítése KDP kristályban. — Levelek a ZhETF-hez, 15. évf. 5. o. 237-241, 1972.

Jegyzetek

↑ Kroll H. Paraméteres erősítés térben kiterjesztett közegben és alkalmazása hangolható oszcilláció tervezésére optikai frekvenciákon // Fizik. Fordulat. 1962. V. 127. 1207. o.
↑ Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. - ZhETF, 43, 351 (1962) A nemlineáris optika problémái. M.: Nauka, 1964
↑ Kingston R. Paraméteres erősítés és oszcilláció optikai frekvenciákon // Proc. HARAG. 1962.V.50. 472. o.
↑ Wang CC, Racette CW, Appl. Phys. Letters, 8, 169 (1965); Physics of Quantum Electronics, Szerk. P. L. Kelley, B. Lax, P. E. Tanenwald, McGraw-Hill Book Company, 1966, p. húsz.
↑ Akhmanov S. A., Kovrigin A. I., Piskarskaya A. S. és munkatársai - JETP Letters, 2, 300 (1965); 3, 372 (1966)
↑ Giordmaine JA, Miller R.C., Phys. Rev. Letters, 14, 973 (1965); Physics of Quantum Electronics, Szerk. P. L. Kelley, B. Lax, P. E. Tanenwald, McGraw-Hill Book Company, 1966, p. 31; Appl. Phys. Letters, 9, 298 (1966)
↑ Belyaev Yu. N., Freidman G. I. Parametrikusan erősített fényhullámok térbeli rögzítése KDP kristályban. — Levelek a ZhETF-hez, 15. évf. 5. o. 237-241, 1972.
↑ Audrius Dubietis, Rytis Butkus és Algis Petras Piskarskas. A csipogó impulzusos optikai paraméteres erősítés trendjei. IEEE folyóirat a kiválasztott kvantumelektronikai témákról, vol. 12, sz. 2006. március/április 2
↑ A. Piskarskas, A. Stabinis és A.Yankauskas, "Fázisjelenségek parametrikus erősítőkben és ultrarövid fényimpulzusok generátoraiban", Sov. Phys.-Usp., vol. 29, pp. 869-879, 1986.
↑ Rukavishnikov N. N. Előadások kurzusa "Ultrarövid impulzusok lézerei". Sarov Fizikai és Technológiai Intézet, az NRNU MEPhI ága. 2014