Спектрально-временные преобразования сверхкоротких лазерных импульсов в микроструктурированных световодах (1104853), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Последняя из них сложным образом зависит от конфигурации сердцевины иоболочки волокна. Это обстоятельство позволяет формировать требуемый спектральныйпрофиль дисперсии путем изменения параметров волноводной структуры [16, 24], чтопроиллюстрировано в разделе 3.3.8001,55neff1,501,450-11,40ДГС, пс нм км400-1-4001,35-8001,300102030400,4ka0,60,81,01,21,41,6Длина волны, мкмРис. 2.. Зависимость эффективного показателя преломления от произведения волнового числа k и радиусасердцевины волокна а = 1.5 мкм для нескольких волноводных мод, чьи распределения интенсивности поляпоказаны на вставках соответствующим цветом. Справа построен график дисперсии групповой скорости техже самых мод.
Структура волокна, для которого был произведён расчёт, представлена на рис. 1а.Дисперсионные свойства волноводных мод, определяет зависимость эффективногопоказателя преломления, то есть постоянной распространения, нормированной на волновоечисло, от длины волны электромагнитного излучения. В случае микроструктурированныхволокон с кварцевой сердцевиной, эффективный показатель преломления не может превышатьпоказателя преломления кварца и быть меньше показателя преломления воздуха (см.
левыйграфик на рис. 2). Дисперсия групповой скорости (ДГС), определяющаяся второй производнойпостоянной распространения β (ω ) по частоте, для волноводных мод различного порядка имееткак нормальную (ДГС<0) так и аномальную (ДГС>0) области (см. правый график на рис. 2).-8-В полых волноводах показатель преломления сердцевины ниже показателя преломленияоболочки, поэтому постоянные распространения направляемых мод полых волокон имеютотличные от нуля мнимые составляющие, а распространение излучения сопровождаетсяпотерями излучения. Эти потери можно существенным образом ограничить, окружив полуюсердцевину фотонно-кристаллической оболочкой, в результате чего, волноводные моды такоговолокнаполучаютвозможностьраспространятьсяпрактическибезвытекания(см.
штрихпунктирную линию на рис. 3), когда длина волны электромагнитного излученияпопадает в область фотонно-запрещенной зоны периодической оболочки. Потери таких МСволокон определяются количеством периодов оболочки и присутствием в ней дефектов, а ихспектры пропускания характеризуются наличием изолированных полос пропускания.Эффективные показатели преломления собственных мод, существующие внутри полосыпропускания полого фотонно-кристаллического световода, лежат в интервале от нуля дозначения показателя преломления газа, заполняющего сердцевину.10008-1ДГС, пс км нм-1105006104-50022-1000Оптические потери, dB/м150000,760,780,800,820,84Длина волны, мкмРис. 3.
Дисперсия групповой скорости (1) и волноводные потери (2) основной моды в пределах полосыпропускания полого ФК-волокна, поперечное сечение которого представлено на вставке.В пределах отдельной полосы пропускания полого фотонно-кристаллическоговолновода дисперсия групповой скорости обращается в нуль, а также характеризуетсяотносительно широкой аномальной областью (см. синюю сплошную линию на рис. 3), чтоможет быть использовано для компрессии лазерных импульсов.
Причем, можно сжимать либоуже готовые чирпированные импульсы, либо подобрав определенным образом параметрыимпульсов и волокна, добиться самосжатия [35].В разделе 3.4 показано, что рассмотрение активного формирования заданныхпрофилей дисперсии и пространственного распределения интенсивности поля в собственныхмодах МС-световодов открывает уникальные возможности достижения высокоточного балансадисперсии в широком спектральном диапазоне и может быть использовано для разработкиновых классов волоконно-оптических источников сверхкоротких световых импульсов [4].Наиболее важные результаты диссертационной работы представлены в Главе IV, вкоторой на основании теоретического анализа оптических свойств МС-световодов, а такжечисленного решения волноводного уравнения распространения (1), были рассмотреныразнообразные сценарии и стратегии нелинейно-оптического спектрально-временногопреобразования сверхкоротких лазерных импульсов в МС-волокнах.-9-Нелинейные свойства оптических световодов самым ярким образом проявляются вобласти аномальной (положительной) дисперсии групповой скорости.
Здесь могут существоватьтак называемые солитоны — образования, обуславливаемые совместным действиемдисперсионных и нелинейных эффектов. В случае фемтосекундных лазерных импульсовсолитонный режим распространения в волоконных световодах, которому посвящён раздел 4.1,интересен не только как фундаментальное явление, но и как источник уникальных процессовприводящих к спектральному преобразованию. При уменьшении длительности лазерныхимпульсов влияние запаздывающей нелинейности, а также эффектов дисперсии высокихпорядков, начинает стремительно усиливаться.
В результате их воздействия солитон перестаётбыть устойчивым, что проявляется в явлении солитонного самосдвига частоты (ССЧ), а такжеприводит к излучению дисперсионных волн.В параграфе §4.1.1 были изучены возможности явления ССЧ ультракороткимилазерными импульсами длительностью ≈ 6 фс , состоящими всего из нескольких цикловСпектральная интенсивность, отн. ед.электромагнитного поля [11, 12]. В этом случае, дисперсия групповой скорости МС-волоконочень сильно меняется по всей ширине спектра 6-ти фемтосекундных импульсов, причемкоротковолновая часть спектра оказывается в области нормальной дисперсии групповойскорости, запрещенной для образования солитонов. В таком режиме становиться невозможноиспользовать результаты анализа канонических солитонов, получаемых для стандартногонелинейного уравнения Шредингера, даже для качественного объяснения экспериментальныхрезультатов.0,9CолитонЧетырехволновоесмешение0,60,3Черенковскоеизлучение0,00,60,81,0Длина волны, мкм1,2Рис.
4. Сравнение теоретического спектра (синяя кривая) на выходе из МС-волокна третьего типа иэкспериментального выходного спектра (зелёная кривая). Длина МС-волокна 24 см, а начальная энергия 6-тифемтосекундного импульса составляла 0.33 нДж. Начальный спектр показан красной пунктирной кривой.Численные расчёты на основе уравнения (1) показали (см. рис. 4), что на начальнойстадии нелинейно-оптической трансформации в МС-волокне импульс, спектр которогопредставлен красной кривой на рис. 4, и состоящий из нескольких циклов поля, испытываетвлияние фазовой самомодуляции, которую можно интерпретировать как четырехволновоевзаимодействие спектральных компонент электромагнитного излучения, распространяющегосяпо волокну. Участок спектра, который лежит вблизи нуля дисперсии групповой скорости служитнакачкой для вырожденных и невырожденных процессов синхронного четырёхволновогосмешения, результатом которых становиться расщепление спектра излучения вокруг длиныволны нуля дисперсии групповой скорости.
При дальнейшем распространении бóльшая часть- 10 -длинноволновой части излучения образует солитон, который начинает монотонно сдвигаться вкрасную область за счет запаздывающего нелинейного отклика. Во временном представлениисдвиг частоты солитона приводит к задержке между ним и несолитонным излучением. Врезультате, по мере распространения в МС-волокне солитон становиться всё более и болееизолированным от остальной части светового несолитонного поля как в спектральном, так и вовременном представлениях, что, в конечном итоге, полностью исключает интерференциюсолитонной и несолитонной частей излучения.Как было продемонстрировано в работе [11], изолированный солитон, возбуждённый 6-тифемтосекундным импульсом, идеально подходит в качестве затравки для схемы оптическогопараметрического усилителя чирпированных импульсов, а также является перспективнымисточником коротковолнового излучения для спектроскопии и время-разрешенных измерений.В условиях флуктуаций мощности вводимого в волокно импульса сильная зависимость ССЧ отпараметров входного импульса приводит к нежелательным изменениям центральной длиныволны и флуктуациям времени задержки смещенного по частоте солитона.
Этот факторограничивает точность временной синхронизации смещенного по частоте солитона сосверхкоротким импульсом затравки в схеме оптического параметрического усилениячирпированных импульсов с использованием явления солитонного сдвига частоты.В параграфе §4.1.2 показано, что начальный этап быстрого роста солитонного сдвигачастоты с увеличением проходимого импульсом участка волокна может смениться режимом, вкотором рост ССЧ с увеличением длины распространения существенно замедляется. Какпоказали расчёты [12, 15], частотная зависимость дисперсии групповой скорости иобусловленное дифракцией увеличение в области длинных волн эффективной площадиволноводной моды приводят к существованию асимптотического предела ССЧ, определяемогопрофилем дисперсии и видом частотной зависимости площади волноводной моды.
Идеальнойволноводной структурой для реализации таких режимов ССЧ является МС-волокно,обеспечивающее возможность активного формирования профиля дисперсии и частотнойзависимости площади волноводной моды. Замедление ССЧ по мере распространения по МСволокну может приводить к существенному ослаблению зависимости центральной частотысолитона от флуктуаций мощности начального лазерного импульса.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
