ОПТИКА И СПЕКТРОСКОПИЯ, 2012, том 112, № 4, с. 655-657
НЕЛИНЕЙНАЯ И КВАНТОВАЯ ОПТИКА
УДК 530.18:535+535.2
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ НАБЛЮДЕНИЕ ВИХРЕВОГО ДИССИПАТИВНОГО СОЛИТОНА ПРИ УСИЛЕНИИ НА ОСНОВЕ ДВУХВОЛНОВОГО СМЕШЕНИЯ С НАСЫЩАЮЩИМСЯ ПОГЛОЩЕНИЕМ © 2012 г. В. В. Япаров*, В. Б. Тараненко*, Н. Н. Розанов*****, С. В. Федоров*****
* Международный центр "Институт прикладной оптики"НАНУкраины, Киев, Украина ** Государственный оптический институт им. С.И. Вавилова, 199034 Санкт-Петербург, Россия *** Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, точной механики и оптики
Санкт-Петербург, Россия E-mail: nrosanov@yahoo.com Поступила в редакцию 19.09.2011 г.
Экспериментально подтверждено существование топологических пространственных вихревых диссипативных солитонов в активном резонаторе с высоким (>100) числом Френеля, лазероподоб-ным усилением на основе двухволнового смешения и насыщающимся поглощением.
Диссипативные солитоны являются устойчивыми структурами, локализованными вследствие баланса ввода и вывода энергии в нелинейной среде или системе [1]. Вследствие универсального характера механизма локализации эти структуры могут наблюдаться в различных физических, химических и биологических системах [2, 3].
В последние 20 лет весьма интересные практические результаты были получены для диссипа-тивных оптических солитонов (ДОС), которые являются переключаемыми и управляемыми локализованными оптическими структурами. ДОС были предсказаны и найдены как для пассивных, так и для активных (с лазерным усилением) оптических систем. В частности, было показано, что в бистабильных широкоапертурных лазерах в зависимости от условий возбуждения могут устанавливаться не только фундаментальные, но и вихревые солитоны с различными топологическими зарядами [3—5]. Фундаментальные лазерные со-литоны были получены экспериментально в 1990-х годах [6—8], где для них были продемонстрированы адресация и управляемое движение. Экспериментальное исследование вихревых лазерных солитонов началось только недавно. Так, в [9] были найдены переключаемые локализованные структуры с ненулевым топологическим зарядом в полупроводниковом лазере.
В настоящей работе представлены результаты экспериментов по формированию вихревых дис-сипативных солитонов в широкоапертурном активном (за счет двухволнового смешения) резонаторе с насыщающимся поглощением. Схема экспериментальной установки, показанная на рис. 1, близка к использованной в [8]. Основное
отличие связано с топологической структурой инициирующего солитон пучка. В отличие от полупроводниковых лазеров в принятой схеме заведомо выполняется важное для устойчивости стационарных лазерных солитонов соотношение времен релаксации ("быстрое" усиление и "медленное" насыщающееся поглощение) [1, 3].
В эксперименте используется кольцевой резонатор, сформированный зеркалами М3, М4, М5, М6 и линзами Ы, Ь2, Ь3, Ь4 (рис. 1). Внутрирезо-наторные линзы с одинаковым фокусным расстоянием / = 85 мм расположены на равном расстоянии 2/друг от друга, за исключением линз Ь2 и Ь4, расстояние между которыми 2/ + 8, где 8 может варьироваться в диапазоне между 10 и 25 мм. Диапазон изменения 8 отвечает на рис. 1 интервалу между двумя штриховыми линиями, которые мы будем называть "рабочими плоскостями". Методом ЛБСЭ-матрицы можно показать, что кольцевой резонатор большой длины на интервале между рабочими плоскостями эквивалентен в дифракционном отношении плоскопараллельному микрорезонатору Фабри—Перо с длиной 8. В таком резонаторе можно возбудить большое число поперечных мод с почти вырожденными частотами, так как 8 много меньше поперечного размера зеркал резонатора. Это приводит к большому значению (>100) числа Френеля резонатора, что необходимо для формирования солитона. Кроме того, такая схема резонатора позволяет осуществить пространственную фильтрацию излучения, если в фурье-плоскость резонатора поместить диафрагму Э, отрезающую компоненты поля с высокими пространственными частотами; согласно теоретическим представлениям, наличие такой селекции принципиально для обеспе-
656
ЯПАРОВ и др.
CCD2
Рис. 1. Схема бистабильного аналога лазера на основе двухволнового смешения и насыщающегося поглощения. Laser — лазер с единственной поперечной (TEMqo) и продольной (длина волны 532 нм) модами; BS1, BS2, BS3 — светоделители; M1, M2, M3, M5, M6, M7 — высокоотражающие зеркала; M4 — зеркало связи; L1, L2, L3, L4 — линзы; SBN — фоторефрактивный кристалл ниобат бария-стронция; A — насыщающийся поглотитель на основе бактериоро-допсина; D — диафрагма, DG — дифракционная решетка с дислокацией типа вилки; O1, О2 — объективы; CCD1, CCD2 — ПЗС-матрицы; Shutter - затвор.
чения устойчивости вихревых диссипативных со-литонов [3].
Фоторефрактивный кристалл ниобата бария-стронция (8БМ) размером 5 х 5 х 5 мм размещался посередине между двумя конфокальными линзами Ь1 и Ь2. Он накачивался пучком непрерывного излучения (плотность мощности около 1 Вт/см2) с необыкновенной поляризацией (в плоскости рисунка) зеленого (длина волны 532 нм) лазера, генерирующего на единственной поперечной (ТЕМ00) и продольной моде (рис. 1). Излучение накачки порождает рассеянный свет, который запускает генерацию, динамика которой определяется процессами двухволнового смешения. Кювета с насыщающимся поглотителем А на основе раствора бактериородопсина помещена в резонатор между рабочими плоскостями. Такой аналогичный лазеру оптический генератор на основе двухволнового смешения обладает бистабильно-стью по интенсивности. Кроме того, в нем имеет место конкуренция локализованных структур вследствие расположения усиливающего элемента и поглотителя в фурье-сопряженных плоскостях [6—8].
Объективы 01 и О2 изображают поверхности кристалла и абсорбера на ПЗС-матрицы ССЭ1 и ССЭ2 соответственно. С помощью светоделителей Б81, Б82 и Б83 выходное излучение лазера на основе двухволнового смешения складывается с
опорным пучком, который отщеплялся от пучка накачки. Соответствующие интерферограммы регистрируются ПЗС-матрицами. Интерферограммы обрабатывались методом двумерного фурье-преобразования, что позволяло получить пространственные распределения интенсивности и фазы внутрирезонаторного излучения.
Пучок накачки, проходящий через дифракционную решетку с дислокацией типа вилки (DG на рис. 1), разделялся на пучки различных дифракционных порядков, обладающих топологическими зарядами. Инициирующий пучок первого дифракционного порядка с винтовой дислокацией волнового фронта (рис. 2а) вводился в кольцевой резонатор через полупрозрачное зеркало М4 для возбуждения топологических резонаторных структур.
Чтобы продемонстрировать оптическое возбуждение вихревого солитона, мы начинаем с выключенного состояния бистабильного лазера. В этом случае накачка включена, а инициирующий пучок выключен. Затем на несколько секунд включается инициирующий пучок, и поглотитель локально просветляется. Это приводит к локальной генерации излучения с волновым фронтом, синхронизированным с обладающим дислокацией волновым фронтом инициирующего пучка. Установившаяся структура вихревого солитона с тем же топологическим зарядом, что и у иниции-
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ НАБЛЮДЕНИЕ ВИХРЕВОГО ДИССИПАТИВНОГО СОЛИТОНА
657
0
(а)^^^^^^Н (б)
й 100 мкм m 100 мкм
(а) . (б) . ■ '-^ЧЯВ
Рис. 2. Интерферограммы входного (а) и выходного (б) пучков.
рующего пучка, формируется после отключения инициирующего пучка (рис. 2б). Записанный во время действия инициирующего пучка вихревой солитон сохраняет устойчивость и фиксированное положение независимо от граничных условий в поперечных направлениях. Привести вихревой солитон в движение можно наложением на него градиента оптической длины резонатора, например слабым наклоном зеркал резонатора. Заметим, что, согласно теоретическим представлениям [3], для вихревого диссипативного солитона в отличие от фундаментального направление движения не совпадает с направлением градиента оптической длины.
Для сравнения полученных экспериментальных результатов с приведенными в [10] результатами численных расчетов мы обработали интер-ферограмму (см. рис. 2б) методом двумерного преобразования Фурье и получили поперечные распределения интенсивности и фазы излучения (рис. 3а и 3б соответственно). Соответствующие расчетные распределения интенсивности и фазы представлены на рис. 3в и 3г. Как видно из рис. 3, экспериментальные результаты качественно согласуются с теоретическими.
Таким образом, существование родственных предсказанным в [4, 5] переключаемых вихревых лазерных солитонов с управляемым движением подтверждается экспериментально в широкоап-ертурном резонаторе с усилением на основе дву-хволнового смешения и с насыщающимся поглощением. Это открывает путь для дальнейших исследований необычных свойств этого класса солитонов и анализа их приложений. Перспективной представляется экспериментальная реализация схемы "оптического коллайдера", в которой один из лазерных солитонов "ускоряется" за счет наложения градиента оптической длины резонатора и затем сталкивается с другим, неподвижным лазерным солитоном, что позволяет организовать сильное взаимодействие солитонов [3, 11].
Начальная стадия представленной работы выполнена в рамках совместных российско-украинских грантов Фонда фундаментальных исследо-
Рис. 3. Поперечные распределения интенсивности (а — эксперимент, в — расчет) и фазы (б — эксперимент, г — расчет) для вихревого солитона.
ваний Украины (проект № 14.1/015) и Российского фонда фундаментальных исследований (грант 09-02-90472-Укр-ф-а), в настоящее время исследования поддержаны Фондом фундаментальных исследований Украины (проект № Ф28.2/029) и Министерством науки и образования России (проект РНП 2.1.1/9824).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Rosanov N.N. Spatial Hysteresis and Optical Patterns. Berlin: Springer, 2002. 308 p.
2. Кернер Б.С., Осипов В.В. Автосолитоны, М.: Наука, 1991.
3. Розанов Н.Н. Диссипативные оптические солито-ны. От микро- к нано- и атто-. М.: Физматлит, 2011. 536 с.
4. Розанов Н.Н., Федоров А.В., Федоров С.В., Ходова Г.В. // ЖЭТФ. 1995. Т. 107. № 2. С. 376-392.
5
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.