ه بریلوئین را به عنوان یک پسخوراند مثبت تقویت می کند و پراکندگی برانگیخته بریلوئین شکل می گیرد. با قرار دادن فیبر نوری درون یک حفره، توان آستانه پراکندگی برانگیخته بریلوئین بطور قابل ملاحظه ای کاهش می یابد و اگر بهره در فرآیند تقویت استوکس بریلوئین بیش از اتلاف کاواک باشد، نوسان استوکس بریلوئین درون کاواک پدید می‌آید که به نوبه خود سبب تولید لیزرهای فیبری بریلوئین می‌شودو پهنای استوکس بریلوئین بطور قابل توجهای باریکتر از پهنای پمپ شده به چندین هرتز کاهش مییابد. در این تحقیق از طریق شبیه سازی به کمک نرم افزار متلب19 روند تولید لیزر فیبری بریلوئین بررسی میشود. با تغییر پارامترهای کاواک، توان لیزر فیبری بریلوئین نسبت به توان لیزر فرودی بدست میآید.
1-5- تحقیقات انجام شده
لیزرهای فیبری بریلوئین توجه وسیعی را به دلیل آستانه کم و بهره بالا در انتقال توان پمپ به لیزر به خود جذب کرده‌اند. بین تمامی کاربردهای لیزرهای فیبری بریلوئین، لیزرهای فیبری بریلوئین چند طول موجی که به نام لیزرهای فیبری بریلوئین آبشاری هم شناخته می‌شوند از اهمیت ویژه‌ای برخوردارند که بعنوان مثال در دستگاه‌های انتقال اطلاعات بوسیله فیبر نوری کاربردهای وسیعی دارند (Smith, Zarinetchi F and Ezekiel 1991, 393-395; Hill, Kawasaki and Johnson 1976, 608-60). در صورتیکه در گذشته، منابع لیزر نیمه هادی مجزایی برای ایجاد هر کانال بکار می‌رفت و لازمه هر کدام یک کنترل مجزا بود (Nosu et al 1993, 764-776).
مزیت لیزرهای فیبری بریلوئین چند طول موجی آن است که آنها را خود به خود از جابجائی فرکانسی بریلوئین که از طریق مشخصه و ویژگی‌های فیبر تعیین می‌شود، می‌توان ایجاد کرد. رفتار دینامیکی و پایایی اینگونه لیزرها بطرق مختلف بررسی شده است (Ogusu 2002, 947-949; Ogusu and Sakai 2002, 609-616 ). لیزرهای فیبری بریلوئین را هم به کمک تقویت کننده فیبر آلاییده با اربیم و تقویت کننده رآمان هم ایجاد می‌ کنند (Shirazi and Biglary 2012, 5; Shirazi et al 2008, 361-363).
فصل دوم:
لیزهای فیبری بریلوئین
2-1- انتشار موج الکترومغناطیس در محیطهای خطی و غیر خطی
توصیف ماکروسکوپی برهم کنش میدان های الکترومغناطیس با محیطی که مغناطش20 و جریان الکتریکی ناشی از بار های آزاد ندارد با استفاده از معادلات ماکسول بطور خلاصه توضیح داده می شود. ماکسول برای اولین بار رفتار یکپارچه میدان های الکتریکی و مغناطیسی را تهیه کرد. برای درک پدیده های غیر خطی در یک فیبر نوری لازم است انتشار موج الکترومغناطیس را در یک محیط غیر خطی در نظر بگیریم. معادله حاکم بر انتشار میدان الکتریکی موج الکترومغناطیس در یک محیط خطی و غیر خطی از رابطه زیر بدست میآید (Buck 2004, 87; Newell and Moloney 2004, 189):
(2-1)
معادله (2-1) انتشار میدان الکتریکی در محیط های خطی و غیر خطی را توصیف می کند. اما جهت استفاده از این معادله باید قطبش21 P را مشخص کنیم. این کار عملی نیست مگر با معادلات ماکسول، زیرا P یک خاصیت محیط مادی است که میدانE در آن انتشار می یابد. برای شروع، لازم است که بدانیم که چگونه قطبش P در یک محیط تولید می شود. به عبارت دیگر ما اطلاعاتی را در خصوص روابط بین E و P نیاز داریم. در یک محیط خطی، قطبش P و میدان E بوسیله تابع پذیرفتاری الکتریکی ? با یکدیگر در ارتباطند:
(2-2) P = ?0?E
که در این معادله ? یک ثابت است.
بنابراین معادله (2-1) به معادله زیر تبدیل می شود:
(2-3) ?2-= 0
پس در هر لحظه میدان الکتریکی (و به همین صورت میدان مغناطیسی) درحال انتشار در یک محیط خطی را میتوان بصورت امواج تخت بیان کرد:
(2-4) E = E0 {}
(2-5) H = H0 {} که E0و H0بزرگی و جهت میدان الکتریکی و مغناطیسی، فاز کل وc.c مختلط مزدوج جمله قبل از آن را مشخص می کند. فرکانس زاویه ای و ? ثابت انتشار موج در حال انتشار در جهت محورz است.
2-2- اثرات غیر خطی در فیبر های نوری
هنگامی که نور با شدت زیاد در طول فیبرهای نوری یا مواد حجیم عبور می کند، اثرات غیر خطی مختلفی ممکن است دیده شوند (Agrawal 2001, 177). اثرات غیر خطی معمولاً بصورت تولید هماهنگ دوم، تولید هماهنگ سوم،ترکیب چهار موج، پراکندگی برانگیخته رآمان و پراکندگی برانگیخته بریلوئین و بسیاری دیگر مشاهده می شوند. اثرات غیر خطی مربوط به حرکت ناهماهنگ الکترونهای مقید تحت تاثیر میدان الکترومغناطیس خارجی میباشند. پاسخ غیر خطی ضریب شکست یک فیبر نوری به یک میدان الکترومغناطیس با شدت زیاد قابل ملاحظه است. درعمل بزرگترین میدان های الکتریکی بکار رفته در محدوده v/m 106 قرار می گیرند که در آن بیشتر مواد دچار شکست الکتریکی میشود. علاوه بر این، در موقعیت یک الکترون مقید به یک اتم یا ملکول و یا در حال حرکت درون یک جامد یا مایعات چگال، میدان الکتریکی در محدوده1011 v/m وجود دارد زیرا در فواصلی در حد آنگستروم اطراف الکترون، تغییرات پتانسیل الکتروستاتیک می تواند چندین الکترون ولت باشد. بنابراین میدان های الکتریکی آزمایشگاهی خیلی کوچک ازمیدان های الکتریکی است که بطور طبیعی الکترونهای درون اتم و ساختارهای ملکولی مواد تجربه میکنند. در این شرایط می توان گشتاور الکتریکی دو قطبی در واحد حجم P(r,t) را، در یک سری تیلور برحسب توان های از میدان ماکروسکوپی E(r,t) در زمان و مکان یکسان بسط دهد:
P? (r,t) = P? (E=0,r,t) +++
(2-6) …
که ?, ?, ?, ? میتوانند یکی از متغیرهای دکارتی (x,y,z) قرار داده شوند. پس مولفه دکارتی ? از گشتاور دوقطبی درواحد حجم P?(r,t) ، تابعی از سه مولفه های دکارتی میدان الکتریکی خارجی است. در شرایط این طرح، اولین جمله یعنی P? (E=0,r,t) که گشتاور دو قطبی الکتریکی در واحد حجم در شرایط عدم وجودمیدان الکتریکی خارجی است از بین می رود. به عبارت دیگر، در این شرایط هرگشتاور دو قطبی الکتریکی به دلیل وجود میدان الکتریکی خارجی میباشد. مرسوم است که نتیجه اخیر را بصورت زیر را نشان دهیم: