СПОСОБ ФАЗОВОЙ МОДУЛЯЦИИ СВЕТОВОЙ ВОЛНЫ
METHOD FOR PHASE MODULATION OF OPTICAL WAVE

Изобретение относится к области оптической спектроскопии' и может быть применено при разработке новых методов нестационарной оптической спектроскопии, позволяющих исследовать свойства неоднородной плазмы в области аномальной дисперсии.
Может быть использовано в физике и технике газовых лазеров, при разработке лазерных методов спектроскопии, в спектральном анализе, спектроскопии плазмы, экспериментальной физике.
Известны классические способы, позволяющие осуществлять фазовую модуляцию оптического излучения с использованием оптических модуляторов на основе электрооптического эффекта (Мустель Е.Р., Парыгин В.Н., Методы модуляции и сканирования света, М., 1970). Например, при фазовой модуляции света на основе эффекта Поккельса используют линейное изменение показателя преломления не-центросимметричных кристаллов в зависимости от величины электрического поля E, в котором находится кристалл:
,
0
где n - показатель преломления кристалла в отсутствие внешнего поля, r - электрооптический коэффициент, зависящий от свойств и ориентации кристалла, направления поля E и поляризации проходящего света.
Световой пучок, прошедший путь l в кристалле, помещенном в электрическое поле E, приобретает фазовый сдвиг:
,
0
где l - длина волны света в вакууме, φ - начальный сдвиг фаз, приобретенный светом при прохождении кристалла в отсутствие поля. Наличие фазового сдвига, вызванного внешним полем (второй член справа), и означает фазовую модуляцию света.
Такие устройства для фазовой модуляции света, как правило, являются широкополосными.
Известен также способ фазовой модуляции света при его распространении через среду с модулированным показателем оптического преломления, создаваемым двумя встречными волнами внутри оптического резонатора, например при четырехволновом взаимодействии внутри двух скрещенных оптических резонаторов (А. Ярив. Квантовая электроника. М., 1980). В результате этого происходит обмен энергиями световых волн в двух скрещенных резонаторах.
Задача данной разработки - расширение арсенала технических средств для осуществления фазовой модуляции вблизи фиксированной частоты световой волны.
Техническим результатом изобретения является получение внутри плазменного волновода регулярной пространственной структуры оптического показателя преломления в спектральной области аномальной дисперсии вблизи длины волны, соответствующей узкой спектральной линии поглощения в плазме высокоскоростных волн ионизации (рис.2).
Сущностью является то, что способ фазовой модуляции световой волны вблизи фиксированной частоты включает использование оптических модуляторов и отличается тем, что лазерное излучение наносекундной длительности пропускают через плазменный волновод под углом к оптической оси волновода, где в узкой спектральной области аномальной дисперсии вблизи фиксированной спектральной линии поглощения плазмы создается распределение оптического показателя преломления с цилиндрическим профилем с максимумом показателя преломления вдоль границы и минимумом вдоль центра трубки.
Для осуществления фазовой модуляции вблизи фиксированной частоты лазерное излучение наносекундной длительности пропускается через цилиндрическую экранированную газоразрядную трубку под углом к оси трубки (плазменного волновода), где вдоль направления распространения лазерного излучения создано регулярное пространственное распределение оптического показателя преломления с использованием высокоскоростных волн ионизации газа (рис.1).
На рис.1 представлена схема плазменного волновода (а) и электродного узла (б). Стеклянная трубка (5), экран (3), электрод (2), кварцевое окошко для вывода излучения (1), напуск газа (4), изолятор, препятствующий пробою с электрода на экран (6).
Таким образом, в настоящем изобретении цилиндрический плазменный волновод, наполненный атомарным газом, использован для создания неоднородного регулярного распределения оптического показателя преломления вдоль направления распространения света, причем неоднородное распределение показателя преломления создается только в узкой спектральной области аномальной дисперсии вблизи фиксированной спектральной линии поглощения плазмы.
Схема цилиндрического плазменного волновода представлена на рис.1а.
8
9
Плазменный волновод представляет из себя стеклянную газоразрядную трубку длиной около 50 см и внутренним диаметром около 1 см, снабженную внутренними электродами. Электроды изготовлены из алюминия в виде полых цилиндров, сквозь которые распространялось лазерное излучение и регистрировалось оптическое излучение разряда вдоль трубки. Разрядная трубка помещалась в металлический экран диаметром 2 см и образовывала вместе с разрядной трубкой плазменный волновод. В такой системе ионизация газа происходит на фронте высокоскоростной волны ионизации, распространяющейся от высоковольтного электрода к заземленному со скоростью 10-10 см/с, создавая тем самым, вдоль всей трубки область ионизованного газа. Напуск газа и откачка разрядной камеры производилась через два специальных отвода на электродах, соединенных с вакуумной системой и баллоном с газом (рис.1б).
Для формирования высокоскоростных волн ионизации был разработан специальный генератор высоковольтных импульсов напряжения, собранный по трансформаторной схеме в коаксиальном исполнении, в котором первичная обмотка состояла из 4 витков, а вторичная обмотка состояла из двух обмоток по 12 витков в каждой. Такой ГИН вырабатывал импульсы напряжения амплитудой до 40 кВ с частотой следования до 100 Гц, с длительностью импульсов напряжения по полувысоте около 70 нс.
На рис.2 показано схематическое изображение прохождения лазерного луча через плазменный столб в условиях, когда наблюдается фазовая модуляция световой волны.
Выбор такой конструкции плазменного волновода и размеров разрядной трубки позволяет получить такое распределение плотности поглощающих атомов по сечению разрядной трубки, при котором в центре трубки плотность минимальна, а вблизи стенок - максимальна. Это достигается реализацией скользящего по поверхности трубки разряда при формировании и распространении высокоскоростных волн ионизации в плазменном волноводе. Степень неоднородности оптического показателя преломления по сечению трубки можно регулировать путем изменения давления газа и амплитуды импульсов напряжения, создающего ВВИ. В этом случае, при распространении широкополосного лазерного излучения через разрядную трубку под углом к оси трубки (рис.2), вдоль направления распространения света создается определенное пространственное распределение оптического показателя преломления.
На рис.3 представлены картины оптического свечения и распределение интенсивности излучения в поперечном сечении разрядной трубки в наносекундном разряде в неоне. Давление газа 30 Тор, амплитуда импульсов напряжения 28 кВ (а) и 40 кВ (б).
-4
Пространственный профиль оптического показателя преломления вдоль направления распространения оптического излучения создается следующим образом. Газоразрядная система откачивалась до остаточного давления 10 Тор и в трубку напускался рабочий газ (инертные газы) в необходимом диапазоне давлений. Затем к плазменному волноводу по коаксиальному кабелю подводятся импульсы высокого напряжения, создаваемые генератором высоковольтных импульсов напряжения с амплитудой до 40 кВ и длительностью по полувысоте 20-70 нс. После перекрытия высокоскоростной волной ионизации всей длины разрядной трубки, за фронтом волны ионизации остается плазменный столб с неоднородным поперечным распределением плотности поглощающих атомов. В инертных газах в роли поглощающих свет атомов выступают метастабильные атомы, создаваемые на фронте ВВИ. В результате внутри разрядной трубки создается распределение поглощающих частиц цилиндрической формы с максимум вдоль границы трубки, и минимум по центру (рис.3). При наклонном к оси трубки распространении оптического излучения, вдоль направления распространения создается определенный профиль оптического показателя преломления, модулирующий фазу световой волны. В условиях экспериментов данной работы поперечное распределение плотности поглощающих атомов N(r) приблизительно можно описать следующим соотношением:
<mrow><mi>N</mi><mo stretchy="false">(</mo><mi>r</mi><mo stretchy="false">)</mo><mo>=</mo><msub><mi>N</mi><mrow><mi>max</mi></mrow></msub><mrow><mo>(</mo><mrow><mn>1</mn><mo>+</mo><mfrac><mrow><msub><mi>N</mi><mn>0</mn></msub></mrow><mrow><msub><mi>N</mi><mrow><mi>max</mi></mrow></msub><mo>−</mo><msup><mrow><mi>cos</mi></mrow><mn>2</mn></msup><mo stretchy="false">(</mo><mi>Δ</mi><mi>k</mi><mi>r</mi><mo>+</mo><msub><mi>ω</mi><mn>0</mn></msub><mo stretchy="false">)</mo></mrow></mfrac></mrow><mo>)</mo></mrow><mo>,</mo></mrow>
max
0
max
14
-3
<mrow><mfrac><mrow><msub><mi>N</mi><mn>0</mn></msub></mrow><mrow><msub><mi>N</mi><mrow><mi>max</mi></mrow></msub></mrow></mfrac></mrow>
где N максимальная плотность возбужденных атомов вблизи стенок трубки, N - плотность возбужденных атомов в центре трубки, Δk - пространственный период распределения возбужденных атомов по радиусу трубки (приблизительно эту величину можно оценить как расстояние между двумя максимумами в распределении плотности возбужденных атомов). Экспериментальные исследования методами лазерной абсорбционной спектроскопии показывают, что N в условиях экспериментов данной работы достигает величины 10 см, а отношение
меняется в пределах от 0,1 до 1. В частности, при давлениях газа ниже 1 Тор распределение параметров плазмы по сечению трубки является практически однородным, поэтому указанное отношение близко к 1, в то время как при давлениях газа выше 40 Тор разряд в трубке происходит в скользящем режиме и локализован вблизи внутренней поверхности трубки. Для таких условий поперечные неоднородности разряда велики.
При этом глубину модуляции можно регулировать как путем изменения давления газа в трубке, так и изменением угла между осью трубки и направлением распространения оптического излучения.
Оптический показатель преломления пропорционален плотности поглощающих атомов и в условиях отсутствия насыщения зависимость коэффициента преломления n(ω, r) и коэффициента поглощения χ(ω, r) от частоты волны ω и расстояния от центра r задаются следующими формулами:
,
,
где
.
0
Таким образом, максимальная величина оптического показателя преломления создается только вблизи фиксированной частоты узкой спектральной линии поглощения ω.
В такой среде при распространении световой волны под углом α к оси трубки, волна проходя расстояние l=r/sin α приобретает фазовый сдвиг
.
В данной работе в качестве зондирующего оптического излучения используется широкополосное излучение лазера на красителе с накачкой эксимерным лазером на молекулах XeCl с длиной волны лазерной генерации 308 нм, длительностью лазерного импульса около 5 нс. Использование перестраиваемого лазера на красителе позволяет настроить спектр оптического излучения на узкий резонанс, связанный с поглощением на спектральных переходах атомов. Лазерное излучение, выходящее из плазменного столба разлагается по спектру с помощью спектрографа, на выходе которого установлена ПЗС-камера с цифровой регистрацией светового потока.
13
-3
На рис.4 показаны частотные зависимости оптических показателей преломления и поглощения при плотности возбужденных атомов 10 см вблизи спектральной линии неона 650,6 нм.
На рис.5 представлен характерный спектр пропускания плазмы наносекундного разряда в неоне при зондировании плазменного столба лазерным излучением вдоль оси разрядной трубки при отсутствии фазовой модуляции. Задержка между импульсом фронта ВВИ и лазерным импульсов 134 нс. Давление неона 20 Тор, амплитуда импульсов напряжение 36 кВ.
При распространении световой волны параллельно оси разрядной трубки, вдоль направления распространения световой волны показатель преломления остается постоянной и наблюдается обычное поглощение света на спектральном переходе (рис.5).
На рис.6 спектр лазера на красителе вблизи спектральной линии поглощения в неоне на выходе из плазменного столба в условиях фазовой модуляции. Задержка между фронтом импульса ВВИ и лазерным импульсом 56 нс. Давление неона 20 Тор. Амплитуда импульсов напряжения 28 кВ.
При распространении световой волны под углом к оси разрядной трубки, фаза световой волны модулируется из-за неоднородного распределения показателя преломления вдоль направления распространения света. В области аномальной дисперсии на частотах левее и правее от центральной частоты наблюдается максимум и минимум оптического показателя преломления (рис.4). Для этих частот соответственно при распространении через плазменный столб фаза световой волны получает положительный и отрицательный сдвиги. Их взаимодействие может привести к параметрической перекачке световой энергии из одной спектральной области в другую, что проявляется в виде усиления света на крыле спектральной линии поглощения (рис.6).
Новый способ фазовой модуляции световой волны может быть использован в оптических преобразователях частоты для перекачки энергии из одной спектральной области в другую.