Электродинамика

Электродинамика

Компактный компрессор свч импульсов на основе многомодовой линии задержки

1), 2)

1)Нижегородский госуниверситет, 2)Институт прикладной физики РАН

В последнее время активно исследуются компрессоры СВЧ импульсов для ускорения зараженных частиц до энергий тераэлектронвольтного уровня. В частности, успешно зарекомендовали себя системы компрессии SLED и SLED-II [1], разработанные для двухмильной ускоряющей структуры в Стэнфордском ускорительном центре (SLAC). Система компрессии SLED-II использует в качестве накопителя энергии длинные цилиндрические линии задержки на моде TE01 (рис.1).

Рис.1

Микроволновый импульс с помощью трехдецибелльного ответвителя запитывает в равной пропорции два канала компрессора. В определенный момент времени фаза входного сигнала инвертируется на величину Δφ=1800, при этом амплитуды накопленной в линии задержки и отраженной от диафрагм волн складываются синфазно фазе в нагрузке. Таким образом, увеличивается мощность выходного импульса.

Компрессор SLED-II требует использования двух каналов и трехдецибельной развязки. Нами предлагается простой одноканальный компрессор, способный во всех отношениях заменить компрессор SLED-II (рис.2).

Рис.2

Рабочее колебание линии задержки представляет собой суперпозицию мод TE01 и встречной к ней моды TE02, которые полностью трансформируются друг в друга при помощи концевых отражателей. Связь линии задержки с проходящей насквозь волной TE11 осуществлялась при помощи селективного преобразователя мод TE11 - TE01 на прохождение.

Профиль отражателей подбирался таким образом, чтобы мода TE11 проходила через них без преобразования (рис.3). Трансформация мод в преобразователе TE01 - TE02 происходит в два этапа – прохождение через гофрированную секцию в одном направлении и обратно после отражения от заглушки. Длина гофрированного участка, период и глубина гофрировки рассчитывались так, чтобы обеспечить полную трансформацию мод (рис.3). Для обеспечения необходимой фазировки отраженных от заглушки мод TE01 и TE02 подбиралась длина волноводной секции, закритической для моды TE02. По расчетам, эффективность такого отражательного преобразователя составила 98% по мощности.

Расчеты преобразователя мод TE11 в TE01, обеспечивающего развязку в компрессоре показали, что можно использовать в качестве преобразователя периодическую систему соединенных под углом цилиндрических волноводных секций. Угол и длины секций, а также длина преобразователя подбирались таким образом, чтобы обеспечить требуемую связь между сквозной модой TE11 и модой TE01. При этом мода TE02 не должна возникать, а встречная мода TE02 рабочего колебания не должна возмущаться профилем (рис.4). По расчетам эффективность такого преобразователя составляет 99% по мощности.

Рис.3

Рис.4

В настоящее время рассчитан компрессор на частоту 11.424 ГГц, который при степени компрессии 7 обеспечивает КПД ~70%.

[1] Natasita C. D. Radio-frequency pulse compression for liner accelerators. SLAC-Report-95-455. Stanford, 1995.

ГЕНЕРАЦИЯ ИОННО-ЦИКЛОТРОННЫХ ЛИНИЙ В ПЛАЗМЕ ВЧ РАЗРЯДА В ПРОБОЧНОЙ МАГНИТНОЙ ЛОВУШКЕ

,

Нижегородский госуниверситет

Обнаружена и исследована генерация ионно-циклотронного излучения в плазменном резонаторе, сформированном ВЧ разрядом в линейной пробочной ловушке. Предложена упрощенная электродинамическая модель резонатора для ионно-циклотронных гармоник, учитывающая столкновительные потери. Оценены необходимые для генерации инкременты неустойчивости. В результате экспериментов по исследованию плазменно-волнового разряда в неоднородном магнитном поле [1] была обнаружена генерация низкочастотного излучения в сформированном ВЧ разрядом плазменном резонаторе. На рис.1 показан спектр наблюдаемых неустойчивостей, снятых дипольной антенной у стенки разрядной колбы при малых давлениях (p<10-4 торр.) рабочего газа (воздуха). На графике спектральной плотности мощности½S(f)½2 хорошо выделены три группы линий, которые мы связываем с ионно-циклотронными резонансами основных ионов плазмы (одно-, двух - и трехзарядных О2, N2 и NO) и максимумы, обусловленные генерацией магнитного (MS) и ионного (IS) звука. На рис.2 приведены кривые распределений вдоль продольной оси симметрии разряда (z) вели чины внешнего магнитного поля Bz(z), плотности плазмы Ne(z) и радиуса разрядного канала R^(z), соответствующих экспериментальным условиям (рис.1). Особенностью ВЧ разряда в поле плазменных волн является то, что в области увеличенного магнитного поля наблюдается уменьшение радиуса плазменного канала и увеличение плотности плазмы. Дисперсионные кривые замагниченного плазменного волновода вблизи ионно-циклотронных резонансов для основных молекул воздуха O2, N2 и NO приведены на рис.3 для Bz=420 Гс, p=3q10-5 торр (nе~105 c-1, ni~103 c-1), R^=2,5 см, Ne=2q1010 см-3 в виде зависимостей от частоты действительной (р¢) и мнимой (p¢¢) частей коэффициента замедления pz=kz/k0 (k0=w/c - волновое число в вакууме, kz=kz¢- ikz¢¢ - продольное волновое число в волноводе).

Расчет дисперсионных кривых был выполнен в соответствии с теорией [2] в приближении потенциальных аксиально-симметричных волн. Расчет плазменного резонатора проводился в приближении кусочно-однородной длинной линии. Таким образом, было учтено изменение стационарных параметров (Bz, Nе) вдоль оси плазменного резонатора. При заданных коэффициентах отражения (Г1,2~0.8) на торцах резонатора определялись резонансная частота fрез и декремент затухания волны g. Результаты этих расчетов, а также оценка добротности Q резонатора сведены в таблицу.

Из теоретического анализа ионно-циклотронной неустойчивости плазмы следует требование на плотность плазмы (wpi/whi)>>1 и на гирорадиус ионов k^rhi ³2,4. В нашем случае wpi/whi~102, k^rhi~7, инкремент неустойчивости g~whi, что достаточно для возникновения наблюдаемой генерации.

[1] Доброхотов Г. А. //Изв. вузов. Радиофизика. 2003. Т.46, № 5-6. С.392.

[2] Кондратенко волноводы. - М.: Атомиздат, 1976.

возможность применения внутрирезонаторного усиления для увеличения предельной чувствительности резонансных волоконных гироскопов

1), 2)

1)Институт прикладной физики РАН, 2)Нижегородский госуниверситет

Целью данной работы является выяснение возможности применения в резонансном волоконном кольцевом интерферометре (РВКИ) усилителя для увеличения пороговой чувствительности схемы к вращению.

Схема, в которой используется усилитель, представлена на рис.1. Основным элементом РВКИ является кольцевой резонатор, в состав которого входят, помимо основного волокна, волоконный усилитель FA и два светоделителя DC2 [1]. Усилитель позволяет скомпенсировать потери в элементах схемы и представляет собой вваренный в основное волокно отрезок активного волокна с собственной накачкой. Шум усилителя может быть представлен источником излучения, отнесенным ко входу усилителя со спектральной плотностью мощности, в соответствии с [2], равной Рэфф=Khυ. Коэффициент К, который зависит от инверсии и коэффициента усиления, был определен из данных [3]. Таким образом, с введением усилителя в схеме появляются два дополнительных широкополосных источника излучения, из которых один, помимо шумового, дает вклад и в полезный сигнал.

Когда спектры источника и усилителя прямоугольны и совпадают по ширине, выражение для величины полезного сигнала имеет вид:

IΩ~J0(Ф)2(P0+Pэфф/t0)t04FS(η),

где η – коэффициент, характеризующий видность резонансной кривой, t0 – множитель, учитывающий отражение и пропускание делителя DC2, Р0 – мощность входного источника излучения, Ф – амплитуда фазовой модуляции. Аналогично рассуждая, получаем выражения для дробовой и избыточной составляющих:

I=~J0(Ф)2(P0+2Pэфф/t0)t04F=(η); <Id2>=2е I= (дробовой шум);

<Iυ2>~J0(Ф)4(P02+(1+1,7/t02)(Pэфф)2/t02)t08Fυ(η) (избыточные шумы).

Нетрудно заметить, что, если рассуждать в терминах величины шумовой модуляции (<Iх2>/I=2), то, начиная с некоторой мощности Р0пор , влиянием дробовых шумов можно будет пренебречь. При этом введение в контур усилителя позволяет существенно снижать мощность источника на входе. На рис. 3 представлена зависимость глубины модуляции дробовой компонентой без усиления и при его наличии (12% в сравнении с величиной избыточного шума) при одной и той же добротности резонатора. Оценки показывают возможность снижения пороговой мощности источника излучения в десятки раз.

Рассмотрим влияние шумов усилителя на величину порогового сигнала – минимальную обнаруживаемую схемой скорость вращения, которая определяется из условия равенства сигнала и шума. На рис.4 приведены кривые зависимости порогового сигналя от Rf – коэффициента, определяющего добротность резонатора при учете шумов усилителя в случае двух разных входных мощностей и в случае нешумящего усилителя. Нетрудно видеть, что учет шумов усилителя снижает пороговую чувствительность тем сильнее, чем меньше мощность входного источника.

Основные результаты:

1. Применение усилителя в регенеративном режиме (внутри резонатора) позволяет существенно снизить мощность входного источника, при которой можно не учитывать влияния дробовых шумов.

2. Применение усилителя позволяет увеличить добротность схемы за счет компенсации потерь в резонаторе, что приводит к уменьшению порогового сигнала и повышению чувствительности схемы.

3. Шумы усилителя понижают выигрыш по пороговому сигналу в сравнении со случаем нешумящего усилителя (до 20% при мощности источника 5мВт).

4. При увеличении добротности сужается динамический диапазон (область линейной зависимости сигнала от скорости вращения).

5. Увеличение добротности резонатора за счет введения усилителя накладывает ограничения на равномерность амплитудно-частотной характеристики последнего, поскольку в частотной области максимального усиления может начаться генерация до достижения заданного усиления для других частотных областей.

[1] , Токман метод измерения скорости вращения в резонансном волоконном кольцевом интерферометре с низкокогерентным источником излучения. Препринт № 000. - Н. Новгород: ИПФ РАН, 2002.

[2] Карлов по квантовой электронике. - М.: Наука, 1988, с. 50.

[3] Laming R. I., Payne D. N. //IEEE Photon. Technol. Lett. 1990. V.2. P.418.

Измерение тепловой зависимости показателя преломления оптических сред

1), 1), 1),

2), 1)

1)Институт прикладной физики РАН, 2)Нижегородский госуниверситет

В современной науке существует множество задач, для решения которых используется мощное излучение оптического диапазона, преимущественно лазерное. Среди прочих можно выделить попытки обнаружения гравитационных волн. В США – это программа LIGO [1].

LIGO (Laser Interferometer Gravitational Wave Observatory, основан National Science Foundation, USA) представляет собой две географически удаленных установки, работающие синхронно, как единое целое. Принципиально, каждая установка – это сложный высокодобротный резонатор, в котором находится лазерное излучение, настолько мощное, что существенную поправку в режим работы установки вносят термооптические эффекты. Без учета поправок, вносимых нагревом отражательных элементов (test mass), было бы невозможно достичь необходимой чувствительности интерферометра гравитационных волн.

В рамках работ по усовершенствованию интерферометра LIGO нами была разработана методика измерения теплового искажения волнового фронта в оптических элементах при их взаимодействии с мощным оптическим излучением. В основе измерительной схемы используется сканирующий датчик Гартмана [2]. Вместе с тем разработана компьютерная программа, которая позволяет численно моделировать нагрев, деформацию и, как следствие, искажение фазового фронта оптического излучения внутри прозрачного образца.

1

3

Для адекватного сопоставления данных эксперимента и результатов компьютерного моделирования нужна информация о зависимости параметров исследуемого вещества от температуры. Поэтому нами была разработана методика экспериментального определения температурной зависимости показателя преломления.

2

Основная идея эксперимента заключается в следующем: угол, на который отклоняет призма проходящий через нее лазерный пучок, изменяется вместе с температурой, так как из-за нагрева (охлаждения) изменяется показатель преломления вещества призмы. Из закона Снеллиуса можно легко найти показатель преломления, соответствующий различным углам отклонения пучка. Сложности возникают из-за того, что при тепловом расширении (сжатии) появляются силы, вызывающие деформацию образца, его смещение и повороты как целого. Нагревание экспериментального образца происходит таким образом, что пропорции его фактически не меняются, но повороты призмы как целого, наблюдаемые в эксперименте, дают вклад в отклонения пучка, сравнимый с вкладом, вызванным изменением показателя преломления.

3

1

Для компенсации негативного влияния поворотов образца мы измеряем угол отклонения одной из граней, фиксируя при помощи камеры перемещение отраженного луча. Далее на компьютере рассчитывается показатель преломления с учетом поворота призмы.

3

1

2

На графике (рис.1) приведены результаты измерения зависимости показателя преломления от температуры для стекла марки FK51 при учете поворотов образца. За время проведения эксперимента цилиндрический образец со скошенной торцевой гранью нагревался от комнатной температуры T1 (точка 1) до некоторой температуры T2 (точка 2) аксиально-симметричным источником тепла, расположенным на боковой поверхности цилиндра. Далее источник тепла выключался, и происходило остывание образца до комнатной температуры (точка 3). Нагреванию соответствует верхняя ломаная линия на графике. Здесь заметно наличие гистерезиса, присутствие которого объясняется тем, что центр образца при существующей геометрии расположения источников тепла прогревается с некоторой задержкой. Исходя из соображений о природе этой задержки, мы ее программно компенсируем. На рис.2 изображена зависимость показателя преломления от температуры для того же эксперимента при компенсации гистерезиса. Полученная таким образом температурная зависимость показателя преломления хорошо совпадает с результатами использования других методов измерения, в частности, интерферометрических.

Основным преимуществом разработанной нами методики измерения температурной зависимости показателя преломления является простота, мобильность, а также возможность проводить измерения на образцах с малой апертурой (~ 1 мм).

[1] Abramovici A., Althouse W. E., Drever R. W.P., Gursel Y., Kawamura S., Raab F. J., Shoemaker D., Sievers L., Spero R. E., Thorne K. S., Vogt R. E., Weiss R., Whitcomb S. E., Zucker M. E. //Science. 1992. V.256. P.325.

[2] Poteomkin A., Andreev N., Khazanov E., Shaykin A., Zelenogorsky V., Ivanov I. //Laser Crystals, Glasses, and Nonlinear Materials Growth and Characterization. III, 4970, SPIE / Y. Y.Kalisky. 2003. P.10.

исследование нелинейно-оптической восприимчивости фоточувствительных композиций на основе поливинилкарбазола

, , 1); 2)

1)Институт прикладной физики РАН, 2)Нижегородский госуниверситет

Современные органические нелинейно-оптические материалы вызывают интерес исследователей в связи с потенциальной возможностью их применения, в частности, для обработки и хранения оптической информации и в системах оптической коммуникации. Поиск новых полимерных и органических соединений, обладающих выдающимися нелинейно-оптическими и электрооптическими свойствами, становится одной из наиболее актуальных задач нелинейной оптики.

Как показали наши предыдущие исследования, полимерные композиции на основе проводящего полимера поливинилкарбазола (ПВК) и сенсибилизатора, фуллеренов C70 и C60 обладают гигантской инерционной оптической нелинейностью [1]. Настоящая работа посвящена изучению новых полимерных композиций (включающих токопроводящий полимер и сенсибилизатор), в которых фуллерен заменен хиноновыми производными, в частности, п-хлоранилом. Перспективность таких композиций связана с тем, что донорно-акцепторная пара п-хлоранил – ПВК обладает свойством переноса электрона от электронно-донорного компонента к акцепторному без последующей химической реакции между ними, что является необходимым условием существования оптической нелинейности определенного вида [1].

Нелинейности пленок толщиной около 100 микрон исследовалась методами самовоздействия и z-сканирования (с помощью излучения He-Ne лазера), дополненными измерением изменений оптических спектров и спектров электронного парамагнитного резонанса при освещении полимеров лазерным пучком. Максимальное значение нелинейного изменения показателя преломления (на длине волны 633нм) для органической композиции ПВК: п-хлоранил:пластификатор (41.5:3:55.5%), составило величину Δn = -7,3·10-3 (для света с интенсивностью не выше 60 мВт/см2). Такая константа динамической оптической нелинейности превосходит аналогичную величину как фуллерен-содержащих композиций, так и многих других органических сред.

[1] Yurasova I. V., Antipov O. L. //mun. 2003. V.224, №4-6. С.329.

Непрерывный лазер на кристалле Nd:YVO4 с диодной накачкой и резонатором на динамических решетках населенности

1); , 2)

1)Институт прикладной физики РАН, 2)Нижегородский госуниверситет

Исследования методов компенсации различных фазовых искажений и, соответственно, улучшения характеристик пучков генерации лазерных систем остаются по-прежнему актуальными. Особенно важна эта задача для лазерных систем с высоким уровнем выходной мощности (десятки и более ватт), где источником сильных наводимых фазовых искажений является интенсивная накачка, исключение не составляет даже узкополосная диодная накачка [1]. Одним из методов решения задачи о компенсации является построение самоорганизующихся лазерных систем с адаптивным резонатором на динамических решетках населенности, индуцируемых в активной среде самими волнами генерации в результате их интерференции.

В этой связи большой интерес исследователей вызывает как вопрос о природе и динамике формирования динамических голограмм [1], так и возможность построения на их основе самоорганизующихся лазеров. Ранее уже были продемонстрированы самостартующие лазерные системы с ламповой [2] и диодной [3] накачкой на кристалле Nd:YAG. В настоящей работе представлены результаты первого эксперимента по исследованию самоорганизующегося лазера на кристалле Nd:YVO4 с непрерывной диодной накачкой и взаимным резонатором на динамических решетках населенности.

Данный кристалл отличается от кристалла Nd:YAG большим коэффициентом поглощения накачки и усиления на длине волны рабочего перехода, что позволяет строить на кристалле Nd:YVO4 лазеры с высокой выходной мощностью и высокой эффективностью преобразования оптической энергии накачки.

Рис. 1	Рис. 2

Кристалл Nd:YVO4 с размерами 2×5×20 мм3 накачивался через короткофокусную цилиндрическую линзу непрерывной диодной линейкой на 808 нм с выходной мощностью до 30Вт (рис.1). Три зеркала М формировали направление распространения светового пучка, а две цилиндрические линзы VCL обеспечивали соответствие лазерной моды с малым по вертикали размером области накачки. Для того чтобы исключить паразитную генерацию на бликах от регистрирующих устройств, на выходе схемы использовался изолятор Фарадея.

 

В исследуемой схеме была получена генерация с высокой выходной мощностью ~ 9,5Вт, что соответствовало эффективности преобразования мощности накачки ~ 32 % (рис.2) при хорошем (близком к дифракционному пределу) качестве пучка (М2 < 1,2) (рис.3). Полученные осциллограммы выявили наличие двух характерных времен: медленные осцилляции с периодом 400÷600 мкс (рис.4), зависящим от мощности накачки и длины схемы (релаксационные колебания), и «быстрое» время ~ 3÷5 нс в зависимости от длины схемы, соответствующее времени полного обхода по резонатору. С помощью интерферометра Фабри-Перо исследовался спектр продольных мод генерации: на пороге генерации наблюдалась многомодовая структура с интервалом между модами, соответствующим длине прохода по резонатору (рис.5а); с увеличением выходной мощности число продольных мод уменьшалось (рис.5б).

Таким образом, продемонстрирован высокоэффективный самоорганизующийся лазер на кристалле Nd:YVO4 с непрерывной диодной накачкой и взаимным резонатором на динамических решетках населенности. Достигнута высокая выходная мощность ~ 9,5Вт при высоком качестве пучка, близком к дифракционному пределу.

[1] , , //Квантовая электроника. 2002. Т.32, №9. C.793.

[2] Antipov O. L., Chausov D. V., Kuzhelev A. S., Vorob’ev V. A., Zinoviev A. P. //IEEE J. Quant. Electronics. 2001. V.37. P.716.

[3] Antipov O. L., Eremeykin O. N., Savikin A. P. //Technical Digest of the XIth Conference on Laser Optics. St. Petersburg, 2003, p.23.

Линейная стадия развития пучково-плазменного разряда
в грозовом облаке

1); , 2)

1)Нижегородский госуниверситет, 2)Институт прикладной физики РАН

Проблема грозового электричества чрезвычайно многообразна и включает целый комплекс принципиальных вопросов, начиная от механизмов микрозарядки различных компонент облачной среды и кончая финальной стадией формирования грозового разряда [1-4].

В настоящее время по-прежнему сложными для понимания являются процессы, определяющие тонкую структуру грозового облака и подготовительную стадию грозового разряда, которая включает богатейший комплекс внутриоблачных разрядов разной протяженности и продолжительности. В свете имеющихся экспериментальных данных [1] вполне можно допустить существование такой электрической мелкомасштабной структуры, в которой значения локальных электрических полей могут существенно превышать величину макроскопического электрического поля.

На зрелой стадии развития в грозовом облаке благодаря совместному действию силы тяжести и восходящего конвективного потока воздуха возникают взаимопроникающие потоки заряженных тяжелой (крупные капли и град) и легкой (кристаллы льда и мелкие капли) компонент. Крупные частицы оказываются взвешенными в потоке, заполняя нижнюю половину облака, в то время как легкая фракция уносится вместе с потоком в верхнюю часть. Такая ситуация во многом напоминает пучково-плазменный разряд. Как было показано в [2], эта система при достаточно большом заряде на крупных частицах становится неустойчивой по отношению к возбуждению электрических волн пространственного заряда. На линейной стадии развития неустойчивости поле волны можно представить в виде E~exp{-iwt+ikr}, где r и t – соответственно пространственная координата и время. Рассматривая в простейшем случае монодисперсный ансамбль тяжелых частиц в потоке ионизированного воздуха, можно записать дисперсионное соотношение, связывающее волновой вектор k электрической волны с ее частотой w [2]:

(1)

где W2=4pq2N/M и n=g/u – соответственно квадрат плазменной частоты и эффективная частота соударений для газа тяжелых частиц, q, N и M – соответственно заряд, концентрация и масса тяжелых частиц, g – ускорение свободного падения, u и s - скорость и проводимость потока ионизированного воздуха.

При W2/n2>1 в (1) появляются неустойчивые решения с Imw≡g>0. В [2] эта неустойчивость рассмотрена для малых значений проводимости s (4ps/n<<1). Данная работа посвящена исследованию характеристик неустойчивости в широком диапазоне значений проводимости. Уравнение (1) решалось численно при W2/n2=2 и в интервале значений проводимости 0.01<4ps/n<12. На рис.1 представлена полученная зависимость максимального инкремента, на рис.2 и 3 – оптимальной частоты и оптимального волнового числа, отвечающих максимальному инкременту, от проводимости.

Рис. 1

Рис. 2

Как следует из графиков, при малой проводимости значение максимального инкремента gmax растет линейно, затем выходит на насыщение и достигает некоторого стационарного значения. Соответствующая максимальному инкременту оптимальная частота при малой проводимости убывает, затем так же выходит на стационарное значение. Соответствующее максимальному инкременту значение волнового числа в зависимости от проводимости растет линейно.

Рис. 3

Приведем некоторые размерные оценки. При типичном значении скорости восходящего потока u=7 м/с средний радиус взвешенных водяных капель R=500 мкм, а эффективная частота n=1.4 c-1. Для значения концентрации таких частиц N=103м-3 [3] порог неустойчивости достигается при значении заряда на частицах q=10-10 Кл, что соответствует реальным значениям заряда частиц в грозовом облаке [1]. Инкремент gmax, характеризующий скорость макроскопического разделения зарядов, при 4ps/n =1 и W2/n2=2 равен gmax=0.06 c-1, при этом размер зарядовой ячейки l=2p/ kopt=26 м.

Результаты данной работы важны для количественного обоснования предложенной в [4] модели, согласно которой электрические разряды внутри таких ячеек создают своеобразную дренажную динамическую систему, обеспечивающую сбор заряда со всего объема облака и предопределяющую появление лидерного канала молнии, по которому заряд стекает под действием крупномасштабного поля в основание облака.

[1] , , Шварц облаков. - Л.: Гидрометеоиздат, 1971.

[2] //ДАН. 1989. Т.308, №3. С.584.

[3] Роджерс курс физики облаков. - Л.: Гидрометеоиздат, 1979.

[4] , //Известия АН. Физика атмосферы и океана. 2000. Т. 36, №5. С.650.

ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ В ПЛОСКОСТРУКТУРИРОВАННЫХ СРЕДАХ

, 1); 2)

1)Нижегородский госуниверситет, 2)Институт прикладной физики РАН

В последние годы бурно развивается технология создания искусственных материалов с недостижимыми для встречающихся в природе естественных сред электродинамическими параметрами. В данной работе исследуются электромагнитные волны в среде, которая представляет собой периодический набор двух слоев толщины d1, d2 с диэлектрическими проницаемостями ε1(ω) и ε2(ω), расположенные перпендикулярно оси x. В предположении, что толщина слоев мала по сравнению с длиной волны, такая среда описывается тензором эффективной диэлектрической проницаемости:

(1)

где δ=d1/d2 и =ε1 /ε2. Отметим, что |ε||(ω)| может обращаться в бесконечность, когда ε1(ω) и ε2(ω) разных знаков. На этом случае остановимся подробнее.

Пусть один из слоев является плазменноподобной средой, а второй – обычным диэлектриком без дисперсии (2).

(2)

Тогда, согласно (1), тензор эффективной диэлектрической проницаемости имеет следующий вид:

(3)

где ω||=ωP, ωG2=ωP2(/(+δ)), =ωP2(δ/(1+δ)), ε||∞=ε1(1+δ)/(+δ), =ε1(1+δ)/ (+δ), =ε1 /ε2. Зависимости (3) при δ<1 и δ>1 представлены на рис.1. В соответствии с этими рисунками можно выделить четыре характерные области (показаны на тех же рисунках), существенно отличающиеся друг от друга по своим электродинамическим свойствам:

область I > 0,> 0; область II < 0,> 0;

область III > 0,< 0; область IV < 0,< 0.

Рис.1

Наглядное представление о характере волн дают поверхности волновых векторов. Обыкновенные волны распространяются только в областях I и II, когда поверхность волновых векторов – сфера радиуса k0. Необыкновенные же волны являются распространяющимися в областях I, II, III. Для них поверхности волновых векторов показаны на рис.2, из которых видно наличие зон непрозрачности.

Рис.2

Резюмируя, можно утверждать, что описанные выше искусственные анизотропные метаматериалы с отрицательными значениями отдельных компонент тензора эффективной диэлектрической проницаемости обладают целым рядом интересных и важных электродинамических свойств. Они могут найти применение при создании различных функциональных элементов микроволновой техники, таких как согласующие устройства, линии задержки, фильтры и другие.

ИССЛЕДОВАНИЕ МОДУЛЯЦИОННЫХ ХАРАКТЕРИСТИК НЕЛИНЕЙНОГО РАССЕИВАТЕЛЯ

, ,

Нижегородский госуниверситет

При передаче информации в компьютерных сетях важными критериями, определяющими предпочтение той или иной системы, являются высокая помехоустойчивость (малая вероятность ошибки) и низкие энергетические затраты на передачу. При обеспечении связи устройств, находящихся на небольших расстояниях, можно использовать пассивные рассеиватели с нелинейной нагрузкой, переизлучающие падающие на них электромагнитные волны [1]. В этом случае передача происходит за счёт энергии подсвечивающего поля, а передаваемая информация закладывается в переизлучаемое поле путём модуляции параметров нелинейного элемента, включённого в рассеиватель. Выделение переизлучённого сигнала на фоне запитывающего поля упрощается, если использовать высшие гармоники, генерируемые нелинейным элементом.

Для анализа возьмем тонкий идеально проводящий вибратор, в который включена распределённая нелинейная нагрузка. Для нахождения токов, протекающих по боковой поверхности вибратора на каждой из гармоник, можно использовать интегральное уравнение Поклингтона [2], получающееся из граничных условий для тангенциальной составляющей электрического поля на оси антенны.

Рис. 1

Выбрав в качестве нелинейной нагрузки полупроводниковый диод, рассмотрим эквивалентную схему [3] (рис.1). Выражения для токов, протекающих через омическую и емкостную части эквивалентной схемы (в случае умеренного напряжения на p-n переходе), имеют вид:

(1)

где I0 –ток насыщения диода, mjT – температурный потенциал перехода, C0 – барьерная емкость при u=0, jZ – контактная разность потенциалов. Анализируя нелинейное преобразование тока, текущего по поверхности антенны, ограничимся рассмотрением только второй гармоники в силу малости всех остальных. Используя метод возмущений, ток на основной частоте будем находить в линейном приближении. Ток же на второй гармонике будем определять как поправку, вносимую нелинейными членами, которая трактуется как параллельно включённые в области нагрузки омическое сопротивление и эквивалентный генератор тока.

Интегральное уравнение Поклингтона решается методом моментов в сочетании с методом “сшивания по точкам” [2]. Представляя ток в виде конечного ряда

Рис. 2 Рис. 3 Рис. 4

получаем систему линейных алгебраических уравнений относительно неизвестных In.

Модулирование параметров диода происходит смещением рабочей точки u0. В точке приёма в дальней зоне поле будет иметь амлитудно-фазовую модуляцию. Результаты моделирования показывают, что при околорезонансных длинах антенны и умеренных амплитудах смещения 0<u0<–5В фазовая характеристика модулированного поля имеет практически линейный характер, что позволяет, несмотря на значительные нелинейные амплитудные искажения, продетектировать сигнал с хорошей точностью. На рисунках представлены графики амплитуды (рис.2) и фазы (рис.3) поля на второй гармонике в точке приёма при гармоническом изменении напряжения смещения в пределах
(-3 В…0 В) с частотой 200 Гц. Интересным представляется также исследование манипуляционных характеристик. В нашем случае амплитудно-фазовой манипуляции важным параметром является сигнальное расстояние, определяющее помехоустойчивость. На рис.4. представлен пример годографа вектора E при изменении u0 и сигнальное созвездие для 2-х сигналов. Исследование показало, что, выбирая параметры нелинейности и длину антенны, можно добиться амплитудного сигнального расстояния 8q10-4 В/м при амплитудах поля второй гармоники ~10-3 В/м и фазового Dj~154°.

Проведенные исследования показывают, что вибраторная антенна с нелинейной реактивной нагрузкой может быть использована в качестве управляемого рассеивателя-фазовращателя в персональных компьютерных и сенсорных сетях.

Работа выполнена при поддержке корпорации Интел.

[1] , , //Письма в ЖТФ. 2001. Т.27, вып.7. С.26.

[2] Вычислительные методы в электродинамике /Под ред. Р. Митры. - М.: Мир, 1977, с.20.

[3] Нелинейные электромагнитные волны /Под ред. П. Усленги. - М.: Мир, 1983, с.226.

КОГЕРЕНТНОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА НА ПЛОСКИХ РЕШЕТКАХ
ИЗ СЕРЕБРЯНЫХ НАНОЧАСТИЦ

, 1); 2)

1)Нижегородский госуниверситет, 2)Институт прикладной физики РАН

Двумерные решетки из серебряных наночастиц, нанесенных на резиновую основу, при облучении видимым светом обнаруживают неожиданные свойства [1,2]. При сжатии таких решеток наблюдается резонансное увеличение коэффициента отражения и уменьшение коэффициента прохождения. Растягивание же приводит к снижению добротности резонанса и появлению нового в более длинноволновой спектральной области. Настоящая работа посвящена теоретической интерпретации имеющихся экспериментальных данных.

В качестве модели рассматривается периодическая двумерная структура из серебряных шариков, на которую падает по нормали плоская электромагнитная волна. По аналогии с теорией Максвелла – Гарнетта [3] будем учитывать лишь дипольное взаимодействие между металлическими вкраплениями, заменяя их точечными диполями P = α(ω)ED (ED – действующее поле) с поляризуемостью

(1)

где ε(ω) и – диэлектрические проницаемости серебряных шариков и окружающей среды, – радиус шариков. Согласно [4] на длинах волн 300-500 нм ε(ω) можно аппроксимировать следующей приближенной формулой

(2)

где ε∞=4,7, ωP=1,38q1016, γ=2.7q1013 с-1. Зависимости Re α(ω) и Im α(ω) от длины волны изображены на рис.1. Действующее на данный диполь поле (ED=EDx0, x0 – орт вдоль оси x) складывается из падающего поля E0=E0x0 и полей, создаваемых другими диполями. Его можно записать в виде (3) где k – волновое число в среде, dx и dy – периоды решетки, а функция Ψ(dx, dy),

Рис.1

описывающая коллективное поведение диполей, имеет следующий вид:

(4)

В случае, когда dx = dy = d и kd<<π, выражение (4) упрощается. Заменяя при n2+m2>>1 суммирование на интегрирование, нетрудно получить

(5)

Первое слагаемое в (5) отвечает за ближнее (квазистатическое) поле диполей, а второе - за их излучение. С учетом (3) и (5) имеем:

(6)

Зная ED, можно найти коэффициенты отражения R и прохождения T по мощности:

. (7)

Зависимости данных коэффициентов от длины волны при различных периодах решетки d показаны на рис.2, 3.

Рис.2	Рис.3

Из рисунков видно, что при сжатии решетки наблюдается резонансное увеличение коэффициента отражения и уменьшение коэффициента прохождения.

Таким образом, предложенная модель, учитывающая диполь – дипольное взаимодействие, объясняет экспериментальные результаты, связанные с размытием резонанса при увеличении расстояния между наночастицами серебра.

[1] Malynych S., Lurinov I., Chumanov G. //J. Phys. Chem. 2002. V.106. P.1280.

[2] Malynych S., Robuck H., Chumanov G. //Nano Letters. 2001. V.1. P.647.

[3] Maxwell-Garnett J. G. //Phylos. Trans. R. Sol. Lond. 1904. V.203. P.385.

[4] Huebner R. H., Arakawa E. T., McRae R. A., Hamm R. N. //J. Opt. Soc. Am. 1964. V.54. P.1434.

КОМПРЕССИЯ СВИСТОВЫХ ВОЛН В ПЛАЗМЕ С НЕСТАЦИОНАРНЫМ МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ

1), 2), 1), 1)

1) Институт прикладной физики РАН, 2) Нижегородский госуниверситет

Взаимодействие свистовых волн с низкочастотными возмущениями магнитного поля и концентрации плазмы – одно из типичных для магнитосферы Земли явлений. Моделирование этих процессов в лабораторных условиях удобно производить в плазменных установках большого объема. В условиях такого эксперимента приходится рассматривать задачу распространения волн в неоднородной и нестационарной плазме, для чего требуется трасса распространения, существенно превышающая длину свистовой волны. Уникальный стенд “Крот” обладает всеми преимуществами, необходимыми для моделирования подобных процессов в свистовом диапазоне частот.

Установка представляет собой вакуумную камеру большого размера (диаметр 3 м, длина 10м). Плазма с концентрацией N0=1012 см-3 создаётся в результате индукционного ВЧ-разряда в атмосфере аргона при давлении 7×10-4 торр. Исследовалось распространение свистовых волн (вистлеров) в плазме со слабой периодической модуляцией внешнего магнитного поля (dB/B0 = 1¸5´10-2). Изучался случай каналированного (дактированного) распространения вистлеров с частотами wH/2<w<wH (wH – циклотронная частота электронов). Волны удерживались дактом с пониженной плотностью плазмы, вытянутым вдоль силовых линий магнитного поля.

В ходе экспериментов обнаружено, что нестационарное возмущение внешнего магнитного поля (dB/B<3%) приводит к амплитудно-частотной модуляции распространяющихся в плазме свистовых волн [1,2], а частотная дисперсия волн свистового диапазона приводит к дроблению частотно-модулированного сигнала (df/f~dB/B) на отдельные волновые пакеты и их компрессии. Характерные осциллограммы, принимаемого на различных расстояниях ВЧ сигнала, и соответствующие динамические спектры приведены на рисунке.

В заключение отметим, что вид полученных осциллограмм и спектрограмм оказывается весьма похожим на записи сигналов геомагнитных пульсаций Pc-1,2 (так называемых “жемчужин”), принимаемых из околоземной плазмы в УНЧ диапазоне частот [3,4]. Этот факт позволяет сделать предположение, что формирование последовательностей частотно-модулируемых импульсов обусловлено параметрическим преобразованием частоты квазимонохроматических ионных свистов в районе экватора при возмущениях магнитного поля Земли, например, пульсациями типа Pc-3,4, поскольку при одновременной регистрации пульсаций Pc-1,2 и Pc-3,4 часто наблюдается четкая корреляция периода следования “жемчужин” с периодом низкочастотной модуляции магнитного поля [4].

[1] , //Изв. вузов. Радиофизика. 1971, Т.14, №4.

[2] , , //Письма в ЖЭТФ. 2003. Т.78. С.1026.

[3] , //УФН. 1969. Т.97. С.453

[4] Plyasova-Bakounina T. A., Kangas J., Mursula K. et al. //J. Geophys. Res. 1996. V.101. P.10965.

Cамостартующий лазер с непрерывной диодной накачкой

1), ; , 2)

1)Институт прикладной физики РАН, 2)Нижегородский госуниверситет

На протяжении последних лет не ослабевает интерес к самостартующим лазерным системам на динамических голографических решетках населенности. В первую очередь в таких системах привлекает способность резонатора динамически отслеживать и компенсировать внутрирезонаторные искажения и аберрации оптических элементов. Самостартующие лазеры продемонстрировали возможность получения излучения с высокой средней мощностью и хорошим качеством [1-6].

Использование мощных диодных лазеров в качестве источника накачки позволяет повысить КПД твердотельных лазерных систем, а также существенно уменьшить их массогабаритные характеристики, что позволит в свою очередь расширить диапазон применений систем с диодной накачкой.

В работе представлены экспериментальные и теоретические исследования самостартующего лазерного генератора с непрерывной диодной накачкой. Проведенные экспериментальные исследования являются продолжением работ по изучению эффектов самоорганизации в процессе развития и поддержания генерации в самостартующих лазерных системах при интенсивной накачке [1-6].

Экспериментальная установка состояла из двух лазерных кристаллов Nd:YVO4, инверсия населенности в которых осуществлялась с помощью непрерывных диодных лазеров с длиной волны l=808 нм. Каждый кристалл представлял собой слэб с размерами 15х2х4 мм. Линзы F2 осуществляли перенос изображения, что позволило реализовать более компактное схемное решение. Цилиндрические линзы F1 обеспечивали коллимацию пучков генерации в вертикальном направлении для оптимального заполнения объема активной среды.

Экспериментально наблюдалась генерация излучения с хорошим качеством пучка в непрерывном режиме работы.

[1] Antipov O. L., Kuzhelev A. S., Vorob’yov V. A., Zinov’ev A. P. //munications. 1998. V.152. P.313.

[2] Damzen M. J., Green R. P.M., and Syed K. S. //Opt. Lett. 1995. V.20. P.1704.

[3] Antipov O. L., Kuzhelev A. S., Chausov D. V., Zinoviev A. P. //JOSA B. 2001. V.18. P.13.

[4] Antipov O. L., Zinoviev A. P., Yudakin G. E., Eremeykin O. N., Savikin A. P., Vorob’ev V. A. //Technical Digest of Conference CLEO/Europe – EQEC. Munich, 2003. P.77.

[5] , , //Восьмая нижегородская сессия молодых ученых: Тез. докл. - Н. Новгород, 2003,. с.30.

[6] , , //В кн.: Тр. 7-й научн. конф. по радиофизике. 7 мая 2002 г. /Ред. . Н. Новгород: ТАЛАМ, 2002, с.63.