Parametrické zesílení světla

Parametrické zesílení světla je zesílení vstupního (signálního) světelného paprsku za přítomnosti vysokofrekvenční čerpací vlny v nelineárním optickém prostředí se současným vznikem nečinné vlny.

Úvod

Existuje mnoho optických médií, která umožňují zesílení laserového záření (Nd:YAG, Er:YAG, Nd:YLF atd.). Spektrum laserového záření však často nespadá do šířky pásma spektrálního zesílení žádného ze stávajících zesilovacích médií, a proto je jeho zesílení nemožné. Je zde také problém kontrastu zesíleného záření. Protože v konvenčních laserových médiích je doba čerpání mnohem delší než doba trvání zesíleného laserového pulzu, při zesílení pulzu se také zvýší hluk za „křídly“ distribuce, což zase ovlivní trvání a kvalitu výstupní zesílený impuls.

Řešení těchto problémů bylo nalezeno v parametrickém zesílení záření, tedy možnosti zesílení laserového záření pomocí nelineárních optických médií. Při dopadu čerpání záření o frekvenci (čerpací vlna) a záření o frekvenci , kterou je třeba zesílit (signální vlna) na nelineární optické prostředí, bude energie čerpacího záření rozdělena mezi signálovou vlnu a vystupující (v souladu s zákon zachování energie) volnoběžná vlna s frekvencí . K dosažení tohoto efektu musí být splněny dvě podmínky: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\omega _{2}$

Frekvence by měly být ve vzájemném vztahu v poměru:

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

Musí být splněna podmínka fázové shody :

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

V tomto případě může být čerpací vlna přiváděna do nelineárního optického média přímo ve stejném okamžiku jako signální vlna. To umožňuje poskytnout zesilovacímu systému vysoký kontrast.

Za zmínku také stojí, že při parametrickém zesílení je dosaženo dostatečně velkého zesílení na jeden průchod (~10 4 ), což také činí tuto metodu zesílení efektivní.

Historie objevu parametrického zesílení

Fenomén parametrického zesílení světla teoreticky předpověděli v roce 1962 Kroll [1] , Achmanov a Khokhlov [ 2] , aj.[3]Kingston [6] aj. Bylo zjištěno, že tento jev je založen na tzv. působení optického prostředí s nelineárními vlastnostmi (například krystaly KDP nebo LiNbO 3 ), které je buzeno silnou světelnou vlnou, nazývanou pumpová vlna, na dvě nebo více světelných vln při jejich distribuci v tomto prostředí. Při parametrickém buzení moduluje intenzivní světelný paprsek parametry, které určují vývoj dalších sdružených oscilací v systému. V tomto procesu není splněno pravidlo superpozice oscilací.

Teoretický popis parametrického zesílení

Uvažujme parametrické zesílení v jednoosém nelineárním krystalu s nekolineární interakcí (obr. 1).

Nechť je na vstupu do nelineárního krystalu silné záření s určitou vysokou frekvencí (čerpací vlna) a slabé záření s frekvencí (signální vlna). Potom, pokud je splněna podmínka fázové shody , budou obě vlny, signál i volnoběh, zesíleny v důsledku čerpání. Proces parametrického zesílení je popsán soustavou rovnic pro tři sdružené amplitudy: $\Omega 3}$ $\omega_{1}$ $\Delta k=|{\overrightarrow {k_{3}}}-{\overrightarrow {k_{1}}}-{\overrightarrow {k_{2}}}|=0$

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

Uvažujme tuto nelineární interakci v aproximaci dané amplitudy čerpadla ( ). Pak existuje systém dvou rovnic: $A_{3}(z)\approx const$

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

kde jsou nelineární vazebné koeficienty, je efektivní nelineární susceptibilita. $\sigma _{i}={4\pi \omega _{i}d \over n_{i}c}$ $d$

Řešením tohoto systému diferenciálních rovnic je:

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

kde jsou okrajové podmínky, je faktor zesílení. $A_{10}=A_{1}(0),A_{20}=A_{2}(0)$ ${\displaystyle g={\sqrt {\sigma _{1}\sigma _{2}|A_{3}|^{2}-{\Delta k^{2} \over 4))))$

Po analýze výsledku získaného za nepřítomnosti mezilehlé vlny na vstupu ( ) a za splněné podmínky získáme následující výrazy pro sdružené amplitudy signálových a volnoběžných vln: $A_{20}=0$ $\Delta k=0$

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

Je tedy vidět, že jak volnoběžné, tak signálové vlny jsou zesíleny. Tento efekt je znázorněn na Obr. 2.

Je třeba si uvědomit, že s nárůstem intenzity čerpací vlny dojde k efektu prostorového zachycení parametricky zesílených světelných vln [7] . V tomto případě se maximum intenzity signálové vlny posune směrem k vlně čerpadla (obr. 1).

Parametrické zesílení cvrlikání pulzů

Zesilování cvrlikání laserových pulsů pomocí optické parametrické chirped pulse amplification (OPCPA ) [8] má v podstatě stejné schéma jako u zesilování v běžném laserovém médiu s akumulovanou inverzí populace. Před zesílením vstupuje do optického systému nosítek ultrakrátký puls délky femtosekund, na jehož výstupu je získán spektrálně uspořádaný puls s trváním v řádu několika nanosekund. Jediný rozdíl je v tom, že poté impuls vstupuje do parametrického zesilovače (OPA - optické parametrické zesílení), jehož vlastnosti jsou popsány výše.

Jedinečná vlastnost OPA pro zesílení fázově modulovaných pulzů byla poprvé experimentálně prokázána Piscarsem [9] v roce 1986. Bylo prokázáno, že fázová modulace, původně daná signálovému pulzu, není během zesílení významně zkreslena, pokud je vlastní šířka pásma zesílení OPA větší než je spektrální šířka signálu. Bylo také prokázáno, že frekvenční cvrlikání v pulsu naprázdno je obrácené, tj. signálový puls a volnoběžka jsou konjugované.

Během posledního desetiletí se OPCPA objevila jako atraktivní alternativa ke klasické technologii zesilování chirped pulzů a roste zájem o vývoj ultrakrátkých vysoce výkonných pulzních laserových systémů pro potřeby moderní vědy.

Laserové systémy petawattové úrovně výkonu založené na principu čistě parametrického zesílení cvrlikání pulzu byly poprvé vytvořeny v Ústavu aplikované fyziky Ruské akademie věd [10] (Nižnij Novgorod) a v Ústavu pro výzkum laserové fyziky hl. RFNC-VNIIEF. Při posledním nastavení měl počáteční ultrakrátký puls trvání fs. Po jeho prodloužení v natahovači, zesílení ve čtyřech parametrických zesilovačích až na energii J (gain ) a kompresi byla délka pulzu shodných 50 fs. $\tau _{in}\cca 50$ $\approx 100$ $\sim 10^{11}$

V současnosti je obecně uznáván princip parametrického zesilování širokopásmových cvrlikání laserových pulsů. Parametrické zesilovače se tedy používají jako startovací systém - pro zesílení relativně slabých signálů z výstupu stretcheru ( nJ) na energetickou hladinu J. V řadě velkých, včetně mezinárodních, projektů se plánuje použití širokoúhlých krystalů DKDP jako nelineární médium parametrických zesilovačů. $E\cca 1$ $\sim 1$

Literatura

Akhmanov S. A., Khokhlov R. V. Parametrické zesilovače a generátory světla. - UFN, vol. 88, no. 3, 1966, str. 439
Achmanov S. A., Khokhlov R. V. - ZhETF, 43, 351 (1962) Problémy nelineární optiky. M.: Nauka, 1964
Dmitriev V. G. Tarasov L. V. Aplikovaná nelineární optika
Belyaev Yu. N., Freidman GI Prostorové zachycení parametricky zesílených světelných vln v krystalu KDP. — Letters to ZhETF, vol. 15, no. 5, str. 237-241, 1972.

Poznámky

↑ Kroll H. Parametrické zesílení v prostorově rozšířených médiích a aplikace při návrhu laditelné oscilace na optických frekvencích // Phys. Rev. 1962. V. 127. S. 1207.
↑ Achmanov S. A., Khokhlov R. V. - ZhETF, 43, 351 (1962) Problémy nelineární optiky. M.: Nauka, 1964
↑ Kingston R. Parametrické zesílení a oscilace na optických frekvencích // Proc. HNĚV. 1962.V.50. str. 472.
↑ Wang CC, Racette CW, Appl. Phys. Letters, 8, 169 (1965); Physics of Quantum Electronics, Ed. P. L. Kelley, B. Lax, P. E. Tanenwald, McGraw-Hill Book Company, 1966, str. dvacet.
↑ Achmanov S. A., Kovrigin A. I., Piskarskaya A. S. a kol., JETP Letters, 2, 300 (1965); 3, 372 (1966)
↑ Giordmaine JA, Miller R.C., Phys. Rev. Letters, 14, 973 (1965); Physics of Quantum Electronics, Ed. P. L. Kelley, B. Lax, P. E. Tanenwald, McGraw-Hill Book Company, 1966, str. 31; Appl. Phys. Letters, 9, 298 (1966)
↑ Belyaev Yu. N., Freidman G. I. Prostorové zachycení parametricky zesílených světelných vln v krystalu KDP. — Letters to ZhETF, vol. 15, no. 5, str. 237-241, 1972.
↑ Audrius Dubietis, Rytis Butkus a Algis Petras Piskarskas. Trendy v cvrlikání pulzní optické parametrické amplifikace. IEEE časopis vybraných témat z kvantové elektroniky, sv. 12, č. 2. března/dubna 2006
↑ A. Piskarskas, A. Stabinis a A. Yankauskas, "Fázové jevy v parametrických zesilovačích a generátorech ultrakrátkých světelných pulzů," Sov. Phys.-Usp., sv. 29, str. 869-879, 1986.
↑ Rukavishnikov N. N. Kurz přednášek "Lasery ultrakrátkých pulzů". Sarov Institute of Physics and Technology, pobočka NRNU MEPhI. 2014