Vågfrontsvängning

Vågfrontsomkastning (WFR) är fenomenet att bilda en omvänd vågstråle (särskilt en ljusstråle , som till viss del motsvarar det tidsomvända utbredningsmönstret för den infallande (ingången) strålen. Detta fenomen hänvisar till olinjär optik och, i synnerhet, till laserfysik , där den har fått den största utvecklingen och de främsta möjligheterna för tillämpningar [1] .

Den omvända vågfronten bildas med hjälp av olika fysiska mekanismer och kretslösningar.

I utländsk litteratur kallas detta fenomen optisk faskonjugation .

Historien om öppnandet av OVF

Historien om upptäckten av faskonjugationseffekten är oupplösligt kopplad till historien om studier av stimulerad spridning (SSR) av ljus [2] . Tillbaka 1965-1970 observerade Brewer (USA), Rank (USA), M. M. Sushchinsky ( CCCP ) en minskning av divergensen av reflekterat ljus under stimulerad Mandelstam - Brillouin-spridning ( SMBS ) också, med stimulerad Raman-spridning (SRS) , vilket indikerade närvaron av en omvänd våg i mediet. Frågan om den ömsesidiga överensstämmelsen mellan vågfronterna för incidenten och det stimulerade spridda ljuset togs upp 1971 vid Laboratory of Quantum Radiophysics (LQR) vid Lebedev Physical Institute . Experiment utförda av V.V. Ragulsky , V.I. Popovich , F.S. Fayzullov i LKR [3] , ledde till upptäckten 1971 av fenomenet vågfrontsreversering vid stimulerad ljusspridning, och gjorde det också möjligt för första gången att erhålla en laserstråle med en diffraktions (minsta) divergens från en laser i en optiskt inhomogent aktivt medium.

1972 gavs den första officiella publikationen ut [4] , som innehöll en preliminär teoretisk tolkning av PC-effekten. B. Ya Zel'dovich blev en av dess medförfattare ; Därefter gav han ett betydande bidrag till skapandet av den teoretiska grund som krävs för att förstå PC-effekten. För detta tilldelade Optical Society of America 1997 B. Ya. Zeldovich , som har arbetat i USA under lång tid, Max Born-medaljen för "... grundläggande bidrag till upptäckten och den teoretiska förståelsen av optisk fas konjugation." Av det föregående är det emellertid klart att äran av den experimentella upptäckten av faskonjugationen tillhör de sovjetiska forskarna V.V. Ragulsky , V.I. Popovichev och F.S. Fayzullov och B. Ya Zel'dovich lyckades tolka det upptäckta fenomenet teoretiskt.

Vågfrontsvängningen åtföljs av en inversion av ljusvågens orbitala vinkelmoment i exakt motsatt riktning. Detta följer av kravet att vågfronterna för incidenten och de omvända vågorna sammanfaller. [5]

En annan intressant vetenskaplig och historisk aspekt, direkt relaterad till PC-problemet, är en serie studier av ukrainska forskare om fyrvågsdynamisk holografi [6] . I detta avseende är det lämpligt att notera att P.A. Apanasevich et al har visat att faskonjugering manifesterar sig i fyra-foton (fyra vågor) interaktioner av ljusvågor, av vilka två ( platta ) är riktade mot varandra, den tredje är en "signal", den fjärde är omvänd längs vågfronten [7] .

Beskrivning

Det elektriska fältet för en monokromatisk elektromagnetisk våg kan skrivas som [8] :

{\vec {E}}(t,{\vec {r}})={\frac {1}{2}}{\vec {E}}({\vec {r}})e^ {i\omega t}+{\frac {1}{2}}{\vec {E}}^{*}({\vec {r}})e^{-i\omega t}={\frac {1}{2}}{\vec {e}}A({\vec {r}})e^{-i{\vec {k}}{\vec {r}}}e^{i\omega t}+...

Då har strålningsfältet som reflekteras från PC-spegeln formen

{\vec {E}}_{c}(t,{\vec {r}})={\frac {1}{2}}r{\vec {e}}^{*}A^ {*}({\vec {r}})e^{i{\vec {k}}{\vec {r}}}e^{i\omega t}+...

där r är amplitudreflektionskoefficienten.

Det följer av det föregående uttrycket att den konjugerade vågen idealiskt har följande egenskaper: ${\vec {E}}_{c}(t,{\vec {r}})$

a) Vågvektorn för strålning från en plan våg ändrar sitt tecken: . I approximationen av geometrisk optik ändrar varje ljusstråle sin riktning till motsatt. I kvantbilden motsvarar detta rotationen av en enskild fotons rörelsemängd i motsatt riktning: . [5] ${\vec {k}}\rightarrow -{\vec {k}}$ $\hbar {\vec {k}}\rightarrow -\hbar {\vec {k}}$

b) Ljusvågens rörelsemängd ändrar riktning till motsatt [9] . I kvantbilden motsvarar detta rotationen av rörelsemängden för en enskild foton i motsatt riktning:

${L}_{\text{neg}}=-\hbar \ell \rightarrow -{L}_{\text{pad}}=\hbar \ell$

Detta äger rum både för en enskild optisk virvel med ett vinkelmomentum , där det orbitala kvantnumret är, och i ett fläckfält, som är en kaotisk uppsättning optiska virvlar (fasingulariteter). [tio] $\hbar \ell$ $\aln$

c) Enhetspolarisationsvektorn omvandlas till . Till exempel, om ljuset är cirkulärt polariserat, vid vilket , förblir den högra polarisationen rätt, och vice versa. En vanlig spegel vänder riktningen för cirkulär polarisation. ${\vec {e))$ ${\vec {e}}^{*}$ ${\vec {e}}_{\pm }=({\vec {e}}_{x}\pm i{\vec {e}}_{y}/{\sqrt {2}} )$

Uppkomsten av en omvänd våg ur en matematisk synvinkel motsvarar en förändring i tidens riktning : $t\rightarrow-t$

{\vec {E}}_{c}(t,{\vec {r}})=r{\vec {E}}_{c}(-t,{\vec {r}})

Det finns många metoder för OVF:

fyrvågsblandning i ett kubiskt-olinjärt medium;
vågfrontsreversering vid stimulerad tillbakaspridning av ljus;
tre-vågs PC i ett kvadratiskt-olinjärt medium;
vågfrontomkastning av en icke-linjär reflekterande yta;
omkastning av vågfronten i fallet med rumsligt homogen modulering av mediets egenskaper vid en fördubblad frekvens;
vågfrontsomkastning av fotoneko;
hybridvågfrontsvängningsschema.

Artikeln kommer att överväga de metoder som har fått störst spridning.

WFR i en degenererad trevågsinteraktion i ett kvadratiskt-olinjärt medium

När man genererar en skillnadsfrekvens (DFR) i ett kvadratiskt-olinjärt medium i en mod degenererad i frekvens ( ), kan en konjugerad våg genereras [2] . Vi kommer inte att uppehålla oss vid en detaljerad teoretisk beskrivning av denna process, utan överväga endast ett av scheman, som motsvarar vektorsynkronismen vid GRCH , för implementering av PC. $2\omega -\omega =\omega$

Signalvågen, som har vågfrontsavvikelser , passerar genom en olinjär kristall innan den interagerar med en plan pumpvåg . Spegeln i detta schema reflekterar helt frekvensvågen , , och sänder helt pumpvågen, d.v.s. $\omega$ $R(\omega )=1$ $R(2\omega )=0$

Signalvågen, som har "fotograferat" fasinhomogeniteterna hos kristallen i det framåtgående passet, reflekteras från spegeln och, i det bakåtgående passet, interagerar med pumpning med vågvektorn , ger upphov till en omvänd våg med frekvens c som fortplantar sig exakt i motsatt riktning med avseende på den infallande signalvågen. Passerar i denna omvända riktning och är helt omvänd, kommer skillnadsvågen vid utgången av den olinjära kristallen att ha en vågfront som sammanfaller i form med vågfronten för den infallande signalvågen. $2\omega$ ${\vec {k}}_{3}$ $\omega$ ${\vec {k}}_{2}$

PC i en degenererad fyrvågsinteraktion i ett kubiskt-olinjärt medium

PC kan erhållas med fyrvågsblandning (FWM) i kubiskt-olinjära media [2] .

En signalvåg som utbreder sig längs axeln interfererar med pumpvågen och genererar en störningsintensitetsfördelning i ett kubiskt olinjärt medium. Båda vågorna kan betraktas som plana: . $A_{3}$ $z$ $A_{1}$ $A_{3}({\vec {r)))=ae^{-ikz},A_{1}({\vec {r)))=ae^{-ik(\sin(\alpha x )+\cos(\alpha z))}$

Då kommer intensitetsfördelningen i mediet att ha formen:

I({\vec {r)))\propto \left|A_{1}+A_{3}\right|^{2}=4a^{2}\cos ^{2}\left[{ \frac {k}{2}}\sin \alpha x-{\frac {k}{2}}(1-\cos \alpha )z\right],

Intensitetsmaxima kommer att placeras längs planen, vilket kommer att göra en vinkel med axeln , så att: $z$ $\beta$

\tan(\beta )={\frac {1-\cos \alpha }{sin\alpha }}=tan\left({\frac {\alpha }{2}}\right).

Som ett resultat kommer brytningsindexet i ett kubiskt olinjärt medium också att ändras beroende på intensitetsvärdet vid varje punkt av mediet - ett dynamiskt volymetriskt olinjärt fashologram kommer att visas . Samtidigt sprids läsvågen (den andra pumpvågen), som fortplantar sig mot vågen , på detta hologram, och en våg uppträder , som är omvänd i förhållande till signalvågen. $A_{2}$ $A_{1}$ $A_{4}$

Interaktionen sägs vara degenererad i den meningen att alla fyra vågorna har samma frekvens. I detta fall, om pumpen vågar och fortplantar sig i strikt motsatta riktningar, i denna process uppfylls fasanpassningsvillkoret automatiskt: . I det allmänna fallet är det inte nödvändigt att pumpvågorna är plana - det är tillräckligt att de är omvända i förhållande till varandra. $A_{1}$ $A_{2}$ ${\vec {k}}_{1}+{\vec {k}}_{2}+{\vec {k}}_{3}+{\vec {k}}_{4} =0$

PC med stimulerad Mandelstam-Brillouin-spridning (SMBS)

Effekten av att generera en omvänd våg kan visa sig i olika typer av stimulerad spridning, men endast Mandelstam-Brillouin RT är av praktisk betydelse [11] .

PC:n för stimulerad Mandelstam-Brillouin-spridning (PCS- SMBS ) implementeras enligt följande. En kraftfull laserpumpsstråle riktas in i det SMBS-aktiva mediet, som först leds genom ett distorsionselement. Syftet med detta element är att skapa en mycket ojämn intensitetsfördelning i det aktiva mediet. Som ett resultat, i motsatt riktning till pumpvågen , utvecklas Stokes-vågen från spontant brus , som exponentiellt förstärks på grund av SMBS- processen när den fortplantar sig till cellens ingångsfönster med mediet. På grund av den extremt långa sedimenteringstiden hinner inte SMBS- processen i samma riktning som pumpningen utvecklas. Det visar sig att utan användning av några speciellt förberedda referensvågor, får den förstärkta Stokes-vågen en tvärgående struktur, som vänds till pumpvågens struktur med stor noggrannhet. I detta sammanhang kallas PC- SMBS ibland för fenomenet självvändning av vågfronten. $E_{L}$ $E_{S}$

Den fysiska mekanismen för PC- SBS är baserad på följande två egenskaper hos SR-processen: en enorm total förstärkning av Stokes-vågen (en förstärkning i storleksordningen ) och en stark rumslig inhomogenitet av den lokala förstärkningen på grund av närvaron av pump intensitetsinhomogeniteter (flera lokala intensitetsmaxima och minima). Som nämnts tidigare exciterar spontana brus konfigurationer av spridda vågor med den mest olika transversella fältstrukturen. Den största förstärkningen upplevs dock av en sådan våg vars lokala maxima (fläckar) överallt i rymden sammanfaller med pumpvågens maxima . Uppenbarligen motsvarar detta tillstånd den omvända vågen , eftersom endast i detta fall kan konsistensen av inhomogeniteterna av intensiteten hos två vågor bevaras under deras motförökning genom hela mediets volym. Som ett resultat är det Stokes-vågen som är vänd mot pumpen som har den dominerande förstärkningen, och under förhållanden med en enorm total förstärkning är det denna våg som representeras i den strålning som sprids av mediet med en överväldigande vikt. Resten av vågorna är diskriminerade på grund av den lägre förstärkningen. Sålunda är den fysiska mekanismen för PC- SBS baserad på diskrimineringen av förstärkning av icke-reverserande konfigurationer av en tillbakaspridd våg i ett ojämnt pumpfält. $e^{30}$ $E_{S}({\vec {r)))$ $E_{L}({\vec {r)))$ ${\displaystyle E_{S}({\vec {r)),z)\sim E_{L}^{*}({\vec {r)),z)e^{-ikz))$

I praktiken används som regel två scheman för reflekterande SMBS- speglar: ett schema med en ljusledare i ett SMBS- medium ( SMBS- spegeln fungerade enligt detta schema i pionjärarbete vid Laboratory of Quantum Radiophysics - 1971) och ett schema med fokusering av strålning i volymen av ett spridningsmedium [12] .

Jämförelse av de viktigaste metoderna för att erhålla en omvänd våg

Hittills har den stora majoriteten av studierna ägnat sig åt två huvudmetoder: PCF -SMBS och PCF- FWS . Var och en av dem har sina egna fördelar och nackdelar.

En stor fördel med PC- SMBS är att den implementerar självreversering av vågfronten, vilket säkerställer en tillräckligt hög kvalitet på reversering. PC -SMBS kräver inte heller införandet av pumpvågor. Bristerna med PC- SMBS inkluderar tröskelnaturen hos SMBS- processen , som ett resultat av vilket en tillräckligt hög effekt av den omvända vågen krävs.

I FWM- metoden överförs kravet på tillräckligt hög effekt till referensvågen och vändvågen kan vara mycket svagare. Den stora fördelen med denna metod är möjligheten att invertera en signal med en reflektionskoefficient större än en, det vill säga med förstärkning. Dessutom ger metoden fler möjligheter till signalval och omvänd vågkontroll. Den största nackdelen med denna metod är de strikta kraven på den optiska kvaliteten hos det olinjära mediet och för den rumsliga strukturen hos referensvågen.

OVF Applications

Hittills har PC hittat många tillämpningar inom olika områden av laserfysik. Nedan listas bara några av dem.

1. En ökning av laserstrålarnas riktning vid utgången av tvåpasssförstärkare på grund av självkompensation av förvrängningar av arbetsmediet under passagen av en konjugerad våg genom det; skapande av multipassresonatorer med faskonjugering [11]

2. Kompensation för bildförvrängningar i optiska fibrer som härrör från skillnaden i fashastigheter för olika transversella moder hos den optiska fibern.

3. Reducering av divergensen av laserstrålar under deras utbredning i atmosfären: kompensation för fasfluktuationer orsakade av atmosfäriska inhomogeniteter med hjälp av system med faskonjugering [13] .

Målning på målet [11] .

Som en del av tillämpningen av PC kommer vi också att överväga ett schema för att fokusera laserstrålning på ett mål i problemet med termonukleär laserfusion med en PC-enhet. Denna metod föreslogs i de tidiga stadierna av utvecklingen av PC-system.

En extra laserpuls med måttlig kraft belyser målet. En del av strålningen som reflekteras av målet kommer in i kraftlaserns öppning, passerar genom förstärkaren och går in i faskonjugeringsanordningen. Den omvända vågen återförstärks, vilket tar bort den lagrade energin, och vid returpasset kompenseras automatiskt förvrängningar som är förknippade med både förstärkarens inhomogeniteter och defekter i tillverkningen och inriktningen av fokuseringssystemet. Som ett resultat levereras strålningen exakt till målet, som om det inte fanns några fel i förstärkaren eller i fokuseringssystemet.

Observera att idén om en sådan målsökning av lasern till målet såg ganska attraktiv ut, men i praktiken användes inte denna metod, eftersom laserstrålningen som reflekterades från målet var för svag.

Anteckningar

↑ "Physical Encyclopedia" [i 5 volymer] / kap. ed. A. M. Prokhorov. 3:e uppl. - M.: Soviet Encyclopedia, T.3, 1988. - sid. 389, ISBN 5-85270-034-7
↑ 1 2 3 Dmitriev V.G. "Icke-linjär optik och vågfrontomkastning" - M.: Fizmatlit, 2003. - 256 s.
↑ Nosach O.Yu., Popovichev V.I., Ragulsky V.V., Faizullov F.S. I/ Brev till JETP. 1972. Vol 16, nr. 11.c. 617
↑ Zeldovich B.Ya., Popovichev V.I., Ragulsky V.V., Faizullov F.S. Om förhållandet mellan vågfronterna av reflekterat och spännande ljus i stimulerad Mandelstam-Brillouin-spridning // JETP Letters. 1972. Vol 15, nr. 3. c. 160
↑ 1 2 A. Yu. Okulov, "Optiska och ljudspiralformade strukturer i en Mandelstam-Brillouin-spegel". JETP Lett., v. 88, nr. 8, sid. 561–566 (2008) Arkiverad 22 december 2015 på Wayback Machine .
↑ Odulov CF, Soskin MC, Khizhnyak A.I. Lasrar på dynamiska gitter.-M.: Nauka, 1990.
↑ Apanasevich P.A. Grunderna i teorin om interaktion mellan ljus och materia. Minsk: Vetenskap och teknik, 1977.
↑ Boyd Robert W. Nonlinear Optics 3rd ed. - Elsevier Inc., 2008. - 620p
↑ A. Yu. Okulov, "Angular momentum of photons and phase conjugation", J. Phys. Fladdermus. Mol. Välja. Phys. v. 41, 101001 (2008) . Hämtad 4 maj 2020. Arkiverad från originalet 1 mars 2017. (obestämd)
↑ Okulov, A. Yu (2009). "Vridna fläckiga enheter inuti vågfrontsbackspeglar." Fysisk granskning A. 80 (1): 013837. arXiv : 0903.0057 . Bibcode : 2009PhRvA..80a3837O . DOI : 10.1103/PhysRevA.80.013837 .
↑ 1 2 3 Zeldovich B.Ya., Pilipetsky N.F., Shkunov V.V. “Wave front reversal” - M .: Nauka. Huvudupplagan av fysisk och matematisk litteratur, 1985. - 240 sid.
↑ Mak A. A., Soames L. N., Fromzel V. A., Yashin V. E. “Lasers on neodymium glass” - M .: Nauka. Ch. ed. Phys.-Matte. lit., 1990.— 288 sid.
↑ Ermolaeva. E.V., Zverev V.A., Filatov A.A. "Adaptiv optik." St Petersburg: NRU ITMO, 2012. - 297 s.

Litteratur

Inversion av vågfronten för optisk strålning i icke-linjära medier / V. I. Bespalov. - G.: IPF AN SSSR, 1979. - 205 sid. Arkiverad 4 mars 2016 på Wayback Machine
Icke-linjär optik och vågfrontinversion / V.G. Dmitriev. — M.: Fizmatlit, 2003. — 256 sid.
Icke-linjär optik / Robert W. Boyd. - Icke-linjär optik 3:e upplagan, 2008. - 620 sid.
Inversion av vågfronten / B.Ya. Zeldovich, N.F. Pilipetsky, V.V. Shkunov. — M.: Nauka, 1985. — 240 sid.
Quantum Electronics, 2002, volym 32, nr 12, sid. 1048-1064. - Akademiker Basov, kraftfulla lasrar och problemet med missilförsvar .

Länkar

En intuitiv förklaring av Wavefront Reversal