RU2085984C1 - Parametric amplifier and electromagnetic wavelength converter - Google Patents
Parametric amplifier and electromagnetic wavelength converter Download PDFInfo
- Publication number
- RU2085984C1 RU2085984C1 RU95104388A RU95104388A RU2085984C1 RU 2085984 C1 RU2085984 C1 RU 2085984C1 RU 95104388 A RU95104388 A RU 95104388A RU 95104388 A RU95104388 A RU 95104388A RU 2085984 C1 RU2085984 C1 RU 2085984C1
- Authority
- RU
- Russia
- Prior art keywords
- acoustic wave
- wave
- radiation
- carrier
- fiber
- Prior art date
Links
Images
Landscapes
- Optical Modulation, Optical Deflection, Nonlinear Optics, Optical Demodulation, Optical Logic Elements (AREA)
- Lasers (AREA)
Abstract
Description
Изобретение относится к квантовой электронике и может быть использовано для получения в широком диапазоне длин волн электромагнитного, в том числе и светового когерентного излучения. The invention relates to quantum electronics and can be used to obtain a wide range of wavelengths of electromagnetic, including light coherent radiation.
Известны различные преобразователи длины волн светового излучения, начиная от лазеров на красителях с оптической накачкой и заканчивая различными типами параметрических преобразователей с повышением и понижением несущей выходного излучения. Все эти типы преобразователей имеют один существенный недостаток, связанный с тем, что они требуют в качестве накачки энергию в виде дорогостоящего мощного оптического излучения, для получения которого используют различного типа газоразрядные лампы или мощные лазеры. Это приводит к тому, что общие габариты преобразователей гораздо больше габаритов той оптической среды, в которой производится непосредственно преобразование. Various wavelength converters of light radiation are known, ranging from dye lasers with optical pumping to various types of parametric converters with increasing and decreasing output radiation carrier. All these types of converters have one significant drawback associated with the fact that they require energy in the form of expensive high-power optical radiation as a pump, for which various types of discharge lamps or high-power lasers are used. This leads to the fact that the overall dimensions of the converters are much larger than the dimensions of the optical medium in which the conversion is performed directly.
Прототипом является параметрический оптический преобразователь с повышением частоты [1, с. 78-94] В таком преобразователе преобразование осуществляют в нелинейной оптической среде в качестве которой используются нелинейные кристаллы типа LiNbO3. В такой кристалл под определенным углом к кристаллографическим осям вводят преобразуемое излучение и накачку, представляющую собой оптическое излучение. В результате преобразования на выходе получают излучение либо с суммарной несущей ω = ωi+ωp, где ωi несущая входного излучения, ωp несущая накачки, либо с разностной частотой . Легко видеть, что для заметного сдвига несущей выходного излучения несущая накачки ωp должна быть сравнима с ωi, т. е. накачка должна находиться в оптическом диапазоне. Недостатком такого преобразователя является необходимость в дорогостоящем оптическом источнике накачки. Кроме того, при фиксированной ωp выходное излучение может быть получено только с двумя несущими . Для перестройки ω требуется перестройка wp и изменение углов, под которыми накачка и преобразуемое излучение вводятся в оптическую среду.The prototype is a parametric optical converter with increasing frequency [1, p. 78-94] In such a converter, the conversion is carried out in a nonlinear optical medium, in which non-linear crystals of the LiNbO 3 type are used. Converted radiation and pumping, which is optical radiation, are introduced into such a crystal at a certain angle to the crystallographic axes. As a result of the conversion, the output receives radiation either with the total carrier ω = ω i + ω p , where ω i is the carrier of the input radiation, ω p is the pump carrier, or with the difference frequency . It is easy to see that for a noticeable shift in the carrier of the output radiation, the pump carrier ω p should be comparable to ω i , i.e., the pump should be in the optical range. The disadvantage of this converter is the need for an expensive optical pump source. In addition, for a fixed ω p, the output radiation can be obtained with only two carriers . For the tuning of ω, a tuning of w p and a change in the angles at which the pump and the converted radiation are introduced into the optical medium are required.
Наконец, в рассматриваемом прототипе требуется нелинейная оптическая среда. Хотя таких сред существует достаточно много, но все они имеет в тысячи раз большее затухание, чем лучшие линейные среды, например, среды на основе стекол, из которых изготовляются волоконные световоды с затуханием менее 1 Дб/Км. Все перечисленные недостатки устраняются в предлагаемом изобретении. Finally, in the prototype under consideration, a nonlinear optical medium is required. Although there are a lot of such media, all of them have a thousand times greater attenuation than the best linear media, for example, glass-based media from which fiber optic fibers with attenuation of less than 1 dB / km are made. All of these disadvantages are eliminated in the present invention.
Сущность изобретения состоит в следующем. The invention consists in the following.
В световод изготовленный из линейной среды вводятся электромагнитное излучение и бегущая акустическая волна, для которой этот световод одновременно является и звукопроводом. Из-за эффекта фотоупругости происходит изменение показателя преломления областей световода, пропорциональное вызванной акустической волной деформации среды. При этом в световоде образуется двигающаяся со скоростью акустической волны система параллельных друг другу областей с увеличенным показателем преломления. Форма звукопровода такова, что по мере продвижения каждая такая область уменьшается в объеме. В зависимости от соотношения длины акустической волны Λ и длины электромагнитной волны l либо каждая из таких областей является подвижным диэлектрическим резонатором, который может сохранить и переносить введенное в него излучение, либо вся система подвижных областей является подвижным распределенным брегговским отражателем (РБО), созданным акустической волной. В любом случае введенное в световод излучение сжимается либо за счет того, что в процессе движения сокращаются поперечные размеры содержащего его подвижного резонатора, либо за счет того, что в качестве одной из отражающих поверхностей резонатора, образованного из всего световода, выступает подвижной РБО, который подобно поршню сжимает находящееся в световоде излучение. При сжатии излучения увеличивается его несущая и пропорционально ей энергия запасенного излучения. Если бегущую акустическую волну пустить в обратном направлении, то происходит расширение запасенного в резонаторах излучения и длина волны получаемого излучения будет при этом уменьшаться. Electromagnetic radiation and a traveling acoustic wave are introduced into a fiber made of a linear medium, for which this fiber is also a sound pipe. Due to the photoelastic effect, a change in the refractive index of the fiber regions is proportional to the medium induced by the acoustic deformation wave. In this case, a system of regions parallel to each other with an increased refractive index is formed in the fiber, moving at the speed of the acoustic wave. The shape of the sound pipe is such that, as it moves, each such area decreases in volume. Depending on the ratio of the acoustic wavelength Λ and the electromagnetic wavelength l, either each of these regions is a movable dielectric resonator that can store and carry the radiation introduced into it, or the entire system of movable regions is a movable distributed Bragg reflector (DBR) created by an acoustic wave . In any case, the radiation introduced into the fiber is compressed either due to the fact that during the movement the transverse dimensions of the movable resonator containing it are reduced, or due to the fact that one of the reflective surfaces of the resonator formed from the entire fiber is a movable DBR, which, like The piston compresses the radiation located in the fiber. When the radiation is compressed, its carrier increases and, in proportion to it, the energy of the stored radiation. If a traveling acoustic wave is launched in the opposite direction, then the radiation stored in the resonators expands and the wavelength of the received radiation decreases in this case.
На фиг.1 показано несколько вариантов звукопроводов, в которых может осуществляться преобразование излучения. Для всех вариантов предполагается, что бегущая акустическая волна распространяется сверху вниз; на фиг.2 одна из возможных конструкций преобразователя, состоящая из световода 1, известного призменного устройства 2 для ввода преобразуемого излучения, нескольких аналогичных устройств 3, 4 для вывода преобразованного излучения, пьезоэлектрического преобразователя 5 для возбуждения в звукопроводе акустической волны, поглощающей вставки 6 для подавления отражений бегущей акустической волны от конца звукопровода. Figure 1 shows several options for sound ducts in which radiation conversion can be carried out. For all options, it is assumed that a traveling acoustic wave propagates from top to bottom; figure 2 one of the possible designs of the transducer, consisting of a
Работу преобразователя с использованием подвижного РБО проще объяснить на примере частного случая, когда звукопровод представляет собой диск, так как в этом случае для резонаторных мод существуют аналитические выражения, однако следует сначала отметить свойства плоских РБО. Прежде имеет смысл рассмотреть взаимодействие волн в известном плоском распределенном брегговском отражателе (РБО), созданном плоской акустической волной. Такой РБО является одним из основных компонентов акустооптики и широко используется в объемных акустооптических модуляторах, дифлекторах, спектроанализаторах и т. п. [2] Известно, что плоская световая волна с длиной волны l, падающая под углом q = arcsin(λ/2Λ) к плоскостям равных фаз плоской бегущей акустической волны, изменяет направление своего распространения на угол 2θ. При этом несущая световой волны изменяется на W, где Ω и L несущая и длина акустической волны [3] Ниже показано, что в аналогичной ситуации для цилиндрических волн имеют место качественно иные эффекты. It is easier to explain the operation of the converter using a movable DBR using the example of a special case when the sound duct is a disk, since in this case there are analytical expressions for resonator modes, however, the properties of plane DBRs should be noted first. First, it makes sense to consider the interaction of waves in the well-known flat distributed Bragg reflector (DBR) created by a plane acoustic wave. Such a DBR is one of the main components of acousto-optics and is widely used in bulk acousto-optic modulators, difflectors, spectrum analyzers, etc. [2] It is known that a plane light wave with a wavelength l incident at an angle q = arcsin (λ / 2Λ) to planes of equal phases of a plane traveling acoustic wave, changes its propagation direction by an angle of 2θ. In this case, the carrier of the light wave changes to W, where Ω and L are the carrier and the length of the acoustic wave [3] It is shown below that in a similar situation qualitatively different effects take place for cylindrical waves.
За основу анализа примем результаты, полученные при рассмотрении взаимодействия плоских бесконечных волн со слабой распределенной связью, возникающей между ними в плоской периодической структуре [3] Эти результаты сводятся к следующему. Полное отражение от бесконечного РБО имеет место в том случае, если
где n показатель преломления среды;
m коэффициент модуляции показателя преломления акустической волной;
угол ψ равен фазе акустической волны.We will take as the basis of the analysis the results obtained when considering the interaction of plane infinite waves with a weak distributed bond arising between them in a plane periodic structure [3]. These results are reduced to the following. Full reflection from the infinite RBO takes place if
where n is the refractive index of the medium;
m modulation coefficient of the refractive index of the acoustic wave;
the angle ψ is equal to the phase of the acoustic wave.
Если выбрать направление оси z противоположным направлению распространения акустической волны, а ось x в плоскости падения световой волны и считать, что n изменяется в соответствии с выражением
Комплексные амплитуды a и b падающей и отраженной волн уменьшаются по модулю и изменяются в направлении z в соответствии с выражениями
(5),
где
φ = arg(κ/(-γ+jδ)) (6)
В результате эти волны образуют затухающую в направлении z стоячую волну, амплитуда которой изменяется в соответствии с выражением
E(z) = 2Eoexp(-γz-jφ/2)cos(πz/Λ-φ/2) (7).If we choose the direction of the z axis opposite to the direction of propagation of the acoustic wave, and the x axis in the plane of incidence of the light wave and assume that n changes in accordance with the expression
The complex amplitudes a and b of the incident and reflected waves decrease in absolute value and change in the z direction in accordance with the expressions
(5),
Where
φ = arg (κ / (- γ + jδ)) (6)
As a result, these waves form a standing wave damped in the z direction, the amplitude of which changes in accordance with the expression
E (z) = 2E o exp (-γz-jφ / 2) cos (πz / Λ-φ / 2) (7).
При z=0 коэффициент отражения
Г = b/a = exp(-jφ/2) (8).At z = 0, the reflection coefficient
G = b / a = exp (-jφ / 2) (8).
В соответствии с (2), (6), (8) при z=0 φ = -Ωt т. е. фаза отраженной волны φ относительно фазы падающей равномерно изменяется во времени из-за движения объемной решетки. In accordance with (2), (6), (8) for z = 0 φ = -Ωt, i.e., the phase of the reflected wave φ relative to the phase of the incident wave uniformly changes in time due to the motion of the volume grating.
Переходя от плоских волн и РБО к цилиндрическим, рассмотрим в цилиндрической системе координат (Φ,r) взаимодействие бегущей по азимуту и стоячей вдоль r цилиндрической световой волны
Jl(βr)exp(-jωt-jmΦ) (9)
с бегущей к оси цилиндрической азимутально однородной акустической волной с продольными колебаниями, которая создает соответствующую бегущую волну изменения показателя преломления
mH
где азимутальный индекс 1 целое, равное количеству вариаций поля при изменении азимута Φ на 2π;
J1(x) функция Бесселя с индексом 1;
H
Поскольку при любом r должно выполняться условие
βΦ(r)2+βr(r)2= β2 (11), где βΦ и βr
соответственно азимутальная и радиальная компоненты волнового вектора β, то пусть при r=r0 имеем
(12)
где
Тогда в соответствии с (12) на расстоянии r от центра
βΦ= l/r (13).Passing from plane waves and DBR to cylindrical, we consider in the cylindrical coordinate system (Φ, r) the interaction of a cylindrical light wave traveling along the azimuth and standing along r
J l (βr) exp (-jωt-jmΦ) (9)
with a cylindrical azimuthally uniform acoustic wave running along the axis with longitudinal vibrations, which creates a corresponding traveling wave of changes in the refractive index
mH
where the
J 1 (x) Bessel function with
H
Since for any r the condition
β Φ (r) 2 + β r (r) 2 = β 2 (11), where β Φ and β r
the azimuthal and radial components of the wave vector β, respectively, then for r = r 0 we have
(12)
Where
Then, in accordance with (12), at a distance r from the center
β Φ = l / r (13).
К оси цилиндра при r < ρo амплитуда волны быстро без осцилляций уменьшается как J1(x) при x < 1. Таким образом, акустика r = ρo является одной отражающей стенкой для поперечного резонанса вдоль r. Второй отражающей стенкой является рассматриваемый ниже подвижной цилиндрический РБО, созданный бегущей акустической волной. Между этими стенками по кольцу распространяется бегущая световая волна, в которой в поперечном сечении (вдоль радиуса) поле описывается функцией Jl(βr) В результате имеем цилиндрический резонатор бегущей волны для азимутальных типов колебаний в виде волны типа "шепчущей галереи" [5] в котором возбуждена мода Hlro, где l, r, o количество вариаций соответственно по азимуту, радиусу и оси цилиндра. To the cylinder axis, for r <ρ o, the wave amplitude rapidly decreases without oscillations as J 1 (x) for x <1. Thus, the acoustics r = ρ o is one reflecting wall for the transverse resonance along r. The second reflecting wall is the movable cylindrical DBR considered below, created by a traveling acoustic wave. A traveling light wave propagates between these walls along the ring, in which the field is described by the function J l (βr) in the cross section (along the radius). As a result, we have a cylindrical traveling wave resonator for azimuthal types of oscillations in the form of a “whispering gallery” wave [5] in which the H lro mode is excited , where l, r, o are the number of variations in azimuth, radius, and cylinder axis, respectively.
Что касается акустической волны, то ее амплитуда пропорциональна r-1/2 и вариации вдоль азимута отсутствуют. Чтобы отсутствовали отражения от центра, распространяющиеся в обратную сторону, будем считать, что середина цилиндра с радиусом выполнена из поглощающего звуковую волну материала с волновым сопротивлением, равным волновому сопротивлению окружающей ее среды. На расстояниях много больших L, т. е. при x >> 1, корни функции J0(x) расположены практически на одинаковом расстоянии друг от друга. Поэтому будем полагать, что на этих расстояниях, где и происходит взаимодействие, длина акустической волны постоянна и равна L.As for the acoustic wave, its amplitude is proportional to r -1/2 and there are no variations along the azimuth. So that there are no reflections from the center, propagating in the opposite direction, we assume that the middle of the cylinder with a radius made of a sound wave absorbing material with a wave resistance equal to the wave resistance of its environment. At distances much larger than L, i.e., for x >> 1, the roots of the function J 0 (x) are located at almost the same distance from each other. Therefore, we will assume that at these distances, where the interaction occurs, the acoustic wavelength is constant and equal to L.
Переходя от описания структуры волн к анализу их взаимодействия, будем иметь в виду, что при r ≫ Λ и ρ ≫ ro волны в каждом отдельном сегменте можно рассматривать как плоские. Поэтому для получения РБО необходимо, чтобы βr(r) = B/2 или θ = arcsin[B/(2β)]. Падающая на РБО под таким углом волна отразится от него с увеличением несущей на Ω, затем отразится от внутренней акустики r = ρo, снова отразится от РБО и при каждом отражении ее несущая будет возрастать на Ω. Поскольку период цилиндрического РБО L практически постоянен, а br(r) при θ <= 1 зависит от r, то выполнение условия sinθ = B/(2β) происходит только в определенном интервале радиусов r, размер которого можно принять за эффективную толщину РБО d. Оценим d для наиболее интересного для практики случая, когда λ ≪ Λ или θ ≪ 1 В этом случае для света в видимом диапазоне частота модуляции может быть выбрана в диапазоне F=50-500 МГц. Пусть sinθ = B/(2β) при r=r0. Тогда на расстоянии ro+Δr, где Δr ≪ r в соответствии с (13) имеем βΦ(ro+Δr) = βΦ(ro)(1-Δr/ro) и в соответствии с (11) βr(ro+Δr) = β(ro)(1+Δr/ro). В этом случае в соответствии с (7), (1) зависимость ослабления может быть представлена в виде
γ = (β/ro)(mro/(2sinθ))2-Δr2)1/2 (14)
Толщина слоя РБО d определяется тем интервалом, где γ > 0 Тогда из (14)
d = mro/sinθ (15)
и, интегрируя (14) в этом интервале, получим полное ослабление в слое РБО
σ = exp(∫γ(x)dx) = (π/2)βro(m/(2sinθ))2 (16)
Как и предполагалось, при достаточно большом r0 ослабление волны при прохождении через РБО может быть сделано сколь угодно большим. Заметим, что прошедшая через РБО волна уже находится в зоне прозрачности периодической структуры и поэтому уже никак не может уменьшить определенное выше ослабление.Passing from the description of the structure of the waves to the analysis of their interaction, we will bear in mind that for r ≫ Λ and ρ ≫ r o the waves in each individual segment can be considered as plane. Therefore, to obtain RBO, it is necessary that β r (r) = B / 2 or θ = arcsin [B / (2β)]. The wave incident on the BFR at such an angle will be reflected from it with an increase in the carrier by Ω, then it will be reflected from the internal acoustics r = ρ o , it will again be reflected from the BFB, and at each reflection its carrier will increase by Ω. Since the period of a cylindrical RBD L is almost constant, and b r (r) for θ <= 1 depends on r, the condition sinθ = B / (2β) is fulfilled only in a certain range of radii r, the size of which can be taken as the effective thickness of the DBR d . Let us estimate d for the case most interesting for practice when λ ≪ Λ or θ ≪ 1 In this case, for light in the visible range, the modulation frequency can be chosen in the range F = 50-500 MHz. Let sinθ = B / (2β) for r = r 0 . Then at a distance of r o + Δr, where Δr ≪ r in accordance with (13) we have β Φ (r o + Δr) = β Φ (r o ) (1-Δr / r o ) and in accordance with (11) β r (r o + Δr) = β (r o ) (1 + Δr / r o ). In this case, in accordance with (7), (1), the attenuation dependence can be represented as
γ = (β / r o ) (mr o / (2sinθ)) 2 -Δr 2 ) 1/2 (14)
The thickness of the DBR layer d is determined by the interval where γ> 0 Then from (14)
d = mr o / sinθ (15)
and, integrating (14) in this interval, we obtain a complete attenuation in the DBR layer
σ = exp (∫γ (x) dx) = (π / 2) βr o (m / (2sinθ)) 2 (16)
As expected, at sufficiently large r 0, the attenuation of the wave as it passes through the DBR can be made arbitrarily large. Note that the wave transmitted through the RBO is already in the transparency zone of the periodic structure and therefore cannot in any way reduce the attenuation defined above.
Преобразование несущей сетовой волны связано с тем, что резонаторная мода в резонаторе при уменьшении радиуса его наружной стенки должна сохраняться, что может быть только при соответствующем уменьшении длины волны. Если длина волны уменьшается в q раз, то βq= βq и радиус внутренней акустики, определяемый из условия βqρq= l, уменьшается в q раз. При уменьшении радиуса внешней акустики в q раз βr(r0/q) возрастает в q раз. Таким образом, при r=r0/q объемная решетка уже не будет РБО. Однако поскольку с уменьшением r значение βr уменьшается и при r=rq равно 0, то всегда найдется такое r в интервале ρo/q < r < ro/q, где βq= π/Λ и где объемная фазовая решетка выступает для волны с λq= λ/q в качестве РБО. Приравнивая радиальные постоянные распространения при r=r0 и r = (1-ε)ro/q имея в виду, что βΦ(r) = βΦ(ro)ro/r, получим следующее уравнение для определения
характеризует степень более быстрого сокращения внешней акустики. Откуда ε = 2(βr(ro)/βΦ(ro))2/(1-1/q2) Поскольку , то ε является величиной второго порядка малости относительно q Тем не менее при преобразовании внешняя акустика сокращается несколько быстрее внутренней, особенно при tgθ > 1.The transformation of the carrier network wave is due to the fact that the resonator mode in the resonator must be preserved with a decrease in the radius of its outer wall, which can be only with a corresponding decrease in the wavelength. If the wavelength decreases by a factor of q, then β q = βq and the radius of the internal acoustics, determined from the condition β q ρ q = l, decreases by a factor of q. With a decrease in the radius of external acoustics by a factor of q, β r (r 0 / q) increases by a factor of q. Thus, for r = r 0 / q, the bulk lattice will no longer be a DBR. However, since β r decreases with decreasing r and is equal to 0 for r = r q , then there always exists such r in the interval ρ o / q <r <r o / q, where β q = π / Λ and where the bulk phase grating stands for a wave with λ q = λ / q as a DBR. Equating the radial propagation constants at r = r 0 and r = (1-ε) r o / q, bearing in mind that β Φ (r) = β Φ (r o ) r o / r, we obtain the following equation for determining
characterizes the degree of faster reduction of external acoustics. Whence ε = 2 (β r (r o ) / β Φ (r o )) 2 / (1-1 / q 2 ) Since , then ε is a second-order quantity of smallness with respect to q. However, during the conversion, the external acoustics contract somewhat faster than the internal one, especially for tgθ> 1.
Из приведенного рассмотрения следует, что в том случае, когда РБО обеспечивает практически полное отражение, т. е. когда βr= π/Λ длина волны λ преобразованного света не зависит от коэффициента модуляции, а определяется только r. С ростом коэффициента модуляции m увеличивается только толщина РБО, но скорость преобразования не увеличивается. Таким образом преобразование несущей осуществляется в объеме РБО, где автоматически устанавливается соответствие между увеличением несущей и скоростью перемещения РБО. В самом резонаторе, т. е. в области между внешней и внутренней акустиками соответствие между br и π/Λ отсутствует. Поэтому, хотя резонатор и заполнен подвижной объемной фазовой решеткой, но результирующий обмен энергией между световой и акустической волной равен нулю. Фактически преобразование энергии происходит в объеме РБО.From the above consideration it follows that in the case when the DBR provides almost complete reflection, i.e., when β r = π / Λ, the wavelength λ of the converted light does not depend on the modulation coefficient, but only r is determined. As the modulation coefficient m increases, only the thickness of the DBR increases, but the conversion rate does not increase. Thus, the transformation of the carrier is carried out in the volume of the RBO, where the correspondence between the increase in the carrier and the speed of movement of the RBO is automatically established. In the cavity itself, i.e., in the region between the external and internal acoustics, there is no correspondence between b r and π / Λ. Therefore, although the resonator is filled with a moving volumetric phase grating, the resulting energy exchange between the light and acoustic waves is zero. In fact, energy conversion occurs in the volume of the RBO.
Следует отметить, что ширина резонатора оказывается намного меньше ширины РБО. Например, при m=10-4 sinθ = 0,01 имеем ρo=(1-10-4/2)r0, а в соответствии с (15) d=10-2r0. Таким образом, преобразуемое излучение сосредоточено в узком по сравнению с радиусом цилиндра кольце, которое по мере преобразования постепенно со скоростью акустической волны перемещается к центру. В том случае, если на расстоянии r0 в цилиндрический резонатор непрерывно вводится излучение с несущей ωo, то вдоль r будет существовать излучение с различными несущими ω = ωoro/r, находящимися в разных стадиях преобразования. При уменьшении r в соответствии с (15), (16) уменьшается эффективная толщина d и эффективное ослабление σ. Например, при указанных параметрах и ro= 10 см, Λo= 0,6 мкм имеем d=100 мкм, а проходящая через РБО волна ослабляется в exp(-40) раз.It should be noted that the width of the resonator is much smaller than the width of the DBR. For example, for m = 10 -4 sinθ = 0.01, we have ρ o = (1-10 -4 / 2) r 0 , and in accordance with (15), d = 10 -2 r 0 . Thus, the converted radiation is concentrated in a narrow ring compared to the radius of the cylinder, which gradually transforms with the speed of the acoustic wave toward the center as it transforms. In the event that, at a distance r 0, radiation with a carrier ω o is continuously introduced into a cylindrical resonator, then along r there will be radiation with different carriers ω = ω o r o / r, which are in different stages of conversion. As r decreases in accordance with (15), (16), the effective thickness d and the effective attenuation σ decrease. For example, with the indicated parameters and r o = 10 cm, Λ o = 0.6 μm, we have d = 100 μm, and the wave passing through the DBR is attenuated by an exp (-40) time.
При необходимости ослабление σ может быть увеличено, если вместо азимутально однородной акустической волны взять акустическую волну с азимутальным индексом l, которая изменяет показатель преломления в соответствии с n = no(1+mH
Таким образом, если через призму 2 (фиг.1) ввести световое излучение, которое возбуждает в световоде азимутальную волну типа "шепчущей галереи", то бегущая акустическая волна, возбуждаемая пьезоэлектрическим преобразователем 6, будет увлекать эту волну. Из-за того, что поперечное сечение световода уменьшается, будет сжиматься введенное в световод излучение и его длина волны будет пропорционально уменьшаться. Размещая вдоль длины световода призмы 3, 4 и регулируя связь между призмами со световодом, можно выводить требуемую часть излучения с требуемой длиной волны. Thus, if light is introduced through the prism 2 (FIG. 1), which excites an azimuthal wave of the “whispering gallery” type in the fiber, then the traveling acoustic wave excited by the
Как показывают оценки, при коэффициенте модуляции для световода с диаметром D= 125 мкм требуется акустическая мощность 0,35 Вт. Уменьшение длины волны с 1,0 до 0,5 мкм может быть осуществлено в световоде длиной около 10 см при частоте модуляции 150 МГц. Площадь поперечного сечения световода может выбираться в диапазоне от 10-8 до 10-4 м2, т.е. в 104 раз. Во столько же раз может изменяться предельно допустимая мощность преобразуемого излучения.As estimates show, with a modulation coefficient for a fiber with a diameter of D = 125 μm, an acoustic power of 0.35 W is required. A decrease in the wavelength from 1.0 to 0.5 μm can be carried out in a fiber with a length of about 10 cm at a modulation frequency of 150 MHz. The cross-sectional area of the fiber can be selected in the range from 10 -8 to 10 -4 m 2 , i.e. 10 4 times. The maximum permissible power of the converted radiation can be changed as many times.
Литература
1. Шен И.Р. Принципы нелинейной оптики. М. Мир, 1989.Literature
1. Shen I.R. Principles of nonlinear optics. M. World, 1989.
2. Балакший В. И. Парыгин В.Н. Чирков Л.Е. Физические основы акустооптики. М. Радио и связь, 1985, 280 с. 2. Balakshiy V.I. Parygin V.N. Chirkov L.E. Physical foundations of acoustooptics. M. Radio and Communications, 1985, 280 pp.
3. Хаус Х. Волны и поля в оптоэлектронике. М. Мир, 1988, 432 с. 3. House H. Waves and fields in optoelectronics. M. Mir, 1988, 432 p.
4. Вайнштейн Л.А. Электромагнитные волны. М. Радио и связь, 1988, 440 с. 4. Weinstein L.A. Electromagnetic waves. M. Radio and Communications, 1988, 440 pp.
5. Диэлектрические резонаторы./Под ред. М.Е. Ильченко. М. Радио и связь, 1989, 328 с. 5. Dielectric resonators. / Ed. M.E. Ilchenko. M. Radio and Communications, 1989, 328 pp.
Claims (1)
Priority Applications (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
RU95104388A RU2085984C1 (en) | 1995-03-24 | 1995-03-24 | Parametric amplifier and electromagnetic wavelength converter |
Applications Claiming Priority (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
RU95104388A RU2085984C1 (en) | 1995-03-24 | 1995-03-24 | Parametric amplifier and electromagnetic wavelength converter |
Publications (2)
Publication Number | Publication Date |
---|---|
RU95104388A RU95104388A (en) | 1997-01-27 |
RU2085984C1 true RU2085984C1 (en) | 1997-07-27 |
Family
ID=20166025
Family Applications (1)
Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
---|---|---|---|
RU95104388A RU2085984C1 (en) | 1995-03-24 | 1995-03-24 | Parametric amplifier and electromagnetic wavelength converter |
Country Status (1)
Country | Link |
---|---|
RU (1) | RU2085984C1 (en) |
Cited By (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
RU202614U1 (en) * | 2020-11-11 | 2021-03-01 | Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования "МИРЭА - Российский технологический университет" | Parametric amplifier |
-
1995
- 1995-03-24 RU RU95104388A patent/RU2085984C1/en active
Non-Patent Citations (1)
Title |
---|
Шен И.Р. Принципы нелинейной оптики. - М..: Мир, 1989. Балакший В.И. и др. Физические основы акустооптики. - М.: Радио и связь, 1985, с. 280. Хаус Х. Волны и поля в оптоэлектронике. - М.: Мир, 1986, с. 432. Вайнштейн Л.А. и др. Электромагнитные волны. - М.: Радио и связь, 1988, с.440. Диэлектрические резонаторы / Под ред. М.Ильченко. - М.: Радио и связь, 1989, с.328. * |
Cited By (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
RU202614U1 (en) * | 2020-11-11 | 2021-03-01 | Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования "МИРЭА - Российский технологический университет" | Parametric amplifier |
Also Published As
Publication number | Publication date |
---|---|
RU95104388A (en) | 1997-01-27 |
Similar Documents
Publication | Publication Date | Title |
---|---|---|
US3222615A (en) | Cylindrical lasers utilizing internal reflection techniques | |
US3898585A (en) | Leaky corrugated optical waveguide device | |
US3905676A (en) | Coupling device for optical waveguide | |
US3386043A (en) | Dielectric waveguide, maser amplifier and oscillator | |
US3774121A (en) | Wavelength selective laser apparatus | |
NO843903L (en) | FIBEROPTICAL AMPLIFIER | |
JPH0738488B2 (en) | Dielectric optical waveguide device, optical fiber amplifier, optical signal wavelength selection method, and dielectric optical waveguide device manufacturing method | |
AU611739B2 (en) | Optical isolator | |
US6771412B2 (en) | Acousto-optical devices | |
US3500240A (en) | Simple traveling wave laser using total - internal - reflection resonator | |
US4577924A (en) | Optical recursive filter | |
JPH0732294B2 (en) | Method and apparatus for coherent radiation generation | |
US3849740A (en) | Integrated optical and/or gate | |
RU2085984C1 (en) | Parametric amplifier and electromagnetic wavelength converter | |
US3454325A (en) | Optical wave modulator with suppressed piezoelectric resonances | |
US4533249A (en) | Passive ring resonator angular rate sensor | |
US4268808A (en) | Acoustic wave device | |
US4927223A (en) | Optic fiber correlator | |
Jen et al. | Backward collinear guided-wave-acousto-optic interactions in single-mode fibers | |
US3891308A (en) | Acoustooptic modulator | |
CN114578588A (en) | Low-frequency shift all-fiber frequency shifter based on acoustic fiber bragg grating and heterodyne detection system | |
US3529886A (en) | Iodic acid acousto-optic devices | |
US3941481A (en) | Ring laser having elastic wave bias | |
Conti et al. | Coupling approaches and new geometries in whispering-gallery-mode resonators | |
US4119930A (en) | Coupling modulation in travelling wave resonator |