Физическая оптика

Оптика фемтосекундных лазерных импульсов

Предельно короткие импульсы света и сверхсильные световые поля. Генера­ция фемтосекундных световых импульсов. Новое поколение твердотельных фемтосекундных лазеров. Фемтосекундные технологии. Фемтосекундные ла­зерные импульсы в спектроскопии. Управление амплитудой и фазой молеку­лярных колебаний с помощью фемтосекундных лазерных импульсов. Новые направления исследований.

Предельно короткие импульсы света и сверхсильные световые по­ля. Генерация все более коротких импульсов света, предельная концентрация световой энергии во времени, а также применение сверхкоротких лазерных им­пульсов для воздействия на вещество, исследования быстропротекающих про­цессов, в системах передачи информации — одно из магистральных направле­ний развития лазерной физики и техники.

К 1998 г. долгий путь сокращения временных масштабов световых им­пульсов был пройден практически до конца: получены импульсы длительно­стью ти = 4,5 фс в видимом диапазоне (всего два периода световых колеба­ний) и ти = 40 фс на длине волны СОг лазера (10 мкм) — световой им­пульс в один период колебаний! Освоение фемтосекундного масштаба време­ни (1 фс = 10-15 с) означает фактически полную реализацию возможностей оптики в изучении быстропротекающих процессов в веществе. Один период оптического колебания — это предельная длительность светового импульса, но одновременно и предельная “скорость” оптического отклика материальной среды.

С помощью интенсивных фемтосекундных импульсов можно создавать силь­но неравновесные состояния для быстро релаксирующих возбуждений (время релаксации 10-13 - 10~14 с), в частности электронных возбуждений в мно­гоатомных молекулах, полупроводниках и металлах, наблюдать новые ти­пы оптически индуцируемых фазовых переходов в веществе. Фемтосекундная оптическая техника позволяет разработать прямые экспериментальные методы изучения молекулярной динамики сложных (в том числе биологически актив­ных) молекул и конденсированных сред.

С прикладной точки зрения главный итог разработки эффективных источ­ников коротких световых импульсов связан с возможностями реализации пре­дельных скоростей оптической обработки и передачи информации. В последние годы выполнены эксперименты, ярко их демонстрирующие: созданы оптиче­ские бистабильные устройства, переключаемые за времена 10-12 с, элементы волоконно-оптических линий связи, информация в которых переносится с по­мощью оптических солитонов с длительностью, достигающей 10“13 с.

С другой стороны, переход к фемтосекундным импульсам — это и оче­редной скачок по шкале интенсивности света. При длительности импульса тИ = 100 фс сравнительно небольшой энергии W = 0,1 Дж соответствует мощ­ность Р = 1012 Вт. Таким образом, в сравнительно скромных по масштабам системах удается перейти к уровням мощности, которые еще совсем недавно удавалось получать только в мультикилоджоульных установках, предназна­ченных для управляемого термоядерного синтеза.

Рис. Д16.1. Диаграмма энергия-время. По оси абсцисс отложена длительность им­пульсов Ти, по оси ординат — энергия импульса W, здесь же нанесены уровни рав­ной мощности. Выделенные области параметров сверхкоротких световых импульсов соответствуют новым направлениям в исследовании сверхбыстрых процессов и в не­линейной оптике сверхсильных световых полей

Благодаря этому совершенно новые экспериментальные средства получи­ла в свое распоряжение нелинейная оптика. В поле сфокусированных фем­тосекундных импульсов получены интенсивности света 1021 Вт/см2 и, следо­вательно, напряженности светового поля достигают 5 х 1011 В/см. Речь идет, таким образом, о полях, превышающих внутриатомные (Е& = 5 х 109 В/см для атома водорода). В столь сильных световых полях на первый план выходят но­вые проблемы нелинейной электронной физики, становятся реальностью пря­мые эксперименты, в которых можно наблюдать эффекты, предсказываемые нелинейной квантовой электродинамикой (нелинейное рассеяние света на ре­лятивистских электронах, рассеяние света на свете в вакууме и т. п.). Пере­численные новые направления физических и прикладных исследований фор­мируют две области — две новые “страны” на лазерной карте энергия-время (рис. Д16.1) — спектроскопию сверхбыстрых процессов и нелинейную оптику сверхсильных световых полей.

Генерация фемтосекундных световых импульсов. Для получения предельно коротких световых импульсов используют принцип фазировки спек­тральных компонент света. Как мы видели на примере лазера с синхронизаци­ей мод (см. ч. II), фазировка спектральных компонент позволяет одновременно укоротить световой импульс и резко увеличить его пиковую мощность. При этом предел длительности импульса устанавливается спектральной шириной света

A*mm = 2ж/Аш.

Как видно из этой формулы, для получения предельно коротких световых им­пульсов, под огибающей которых укладывается всего лишь несколько периодов световых колебаний, необходимо иметь излучение, ширина спектра которого приближается к несущей частоте.

5

Дй)0

CD

Щ)

Компрессор

(фазировка)

ги ~ 1/Дш

Ш

Рис. Д16.2. Принцип генерации предельно коротких световых импульсов: быстрая фазовая модуляция и компрессия

‘--Hi.

Хотя в принципе можно предложить способы фазировки компонент в спек­тре нелазерного источника света, такой подход оказывается весьма сложным и энергетически невыгодным. Поэтому исходное широкополосное излучение, фа­зировка компонент которого приводит к генерации коротких импульсов, полу­чают при самовоздействиях или взаимодействиях лазерных импульсов в нели­нейной среде. В этом случае речь идет о регулярном широкополосном световом пакете, фазовые соотношения в котором надо изменить.

Рис. Діб. 2 иллюстрирует один из наиболее эффективных вариантов этой техники — компрессию фазово-модулированного импульса. Быстрая фазовая модуляция, расширяющая спектр, получается здесь за счет самовоздействия исходного импульса в среде с кубичной нелинейностью. Фазировка спектраль­ных компонент, а следовательно и сжатие импульса, осуществляется в дис­пергирующей линии задержки (пара дифракционных решеток). Возможны и другие варианты метода, в которых для получения широких спектров исполь­зуются трех - и четырехволновые нелинейные взаимодействия.

Принцип действия схемы, показанной на рис. Д16.2, можно пояснить как на основе спектральных представлений (фазировка спектральных компонент, синхронизация мод), так и непосредственно прослеживая трансформацию оги­бающей импульса, т. е. на временном языке. Тогда осуществляемую в этой схе­ме компрессию следует трактовать как результат “нагона” в диспергирующей линии задержки низкочастотных спектральных компонент, располагающихся на фронте импульса, высокочастотными компонентами, первоначально сгруп­пированными на его хвосте.

Следует отметить, что обсуждаемые принципы имеют глубокие аналогии в классической оптике волновых пучков. Так, задача о генерации цуга коротких импульсов за счет суперпозиции синхронизованных дискретных мод аналогич­на классической задаче о дифракции плоской волны на амплитудной решетке. Сжатие фазово-модулированного сигнала дисперсионным элементом (оптиче­ским компрессором) — это временнбй аналог пространственной фокусировки пучка с помощью линзы.

Во всех этих ситуациях главный вопрос — управление фазой световой вол­ны. Технику управления фазой в пространстве оптика освоила, по существу, еще в прошлом веке. Необходимое для генерации предельно коротких импуль­сов быстрое управление фазой во времени — достижение последних лет. Для ее реализации надо располагать, очевидно, системами с быстро изменяющими­ся во времени параметрами. Поскольку в пределе речь идет об изменениях со временем порядка периода световых колебаний, наиболее перспективный путь решения задачи — это управление самой световой волной, основанное на ис­пользовании быстрой оптической нелинейности.

Рассмотрим элементарную теорию оптического компрессора. Действие ком­прессора основано на использовании нелинейности показателя преломления оптического волокна. Световой импульс вида

Е = A cos(uit — kz), к = ип/с, распространяющийся в среде с нелинейным показателем преломления

п = По + П21,

испытывает фазовую самомодуляцию. Действительно, полный фазовый набег, приобретаемый импульсом на дистанции z,

U) U)

ш — kz = — uqz - і—n2Iz. с с

Поскольку интенсивность света зависит от времени, т. е. I = I(t), возникает зависящая от времени нелинейная добавка к фазе

Ф(г) = - n2i(t)z, с

а следовательно, и зависящая от времени добавка к частоте

TOC o "1-5" h z . . дФ ш dl

= -37 = —.

Ot С Ot ■‘Щ

Уширение частотного спектра импульса, возникающее вследствие самомодуля - ции, можно оценить как

д U) Iq

= —n2Z —,

С То

где то — длительность импульса, /о — пиковая интенсивность. Итак, частотный спектр импульса сильно расширяется. Посылая испытавший фазовую самомо­дуляцию импульс в соответствующим образом подобранную диспергирующую среду, можно сжать импульс до длительности

27Г л

Atmin — * —То j і Да; ti2IqZ

где А — длина световой волны.

Для получения импульсов с длительностью, сравнимой с периодом оптиче­ских колебаний, диапазон сканирования частоты Дш должен быть сравним с несущей частотой и. Реальным способом создания необходимой частотой моду­ляции является фазовая самомодуляция света в среде с практически безынер­ционной нелинейностью (электронный эффект Керра).

П2, см /кВт

Жидкие • кристаллы

101

Электронная нелинейность в полупроводниках

ч-

/ • InSb (77 К) ,

/I • GaAs (10 К)

I /

/•SbCl

-1

10

I • CdS • InAs (77 К) ✓ ' / Ч X • GaAs х' / ,' /

/ ,< ' / Л I s' • GaAs

у Д Ч *InSb^N* G»Si у і

10'

10

• • ZnSe ■ Тепловая

Стекло, легированное / • Красители s’ _у нелинейность

/ CdHgTey "s^"~"

/ * Рубин

полупроводником

Те /

S

S

10'

/ CuCl /

Na / /

/

/

/

/-------------

-9

10

/ Нитробензол

CSo

I

-11

10

I

Хлорбензол I у ' I у

А

/ і

Кварцевое

—13

10

I

стекло

ю-14 кг12 ю-10 Ю-8 Ю"6

-4

10'

10“

ю

Рис. Д16.3. Значения коэффициента пг, характеризующего добавку к действительной части показателя преломления (п = по + пД) на плоскости (пг, Гнл), где т„л — время установления нелинейного отклика

Безынерционность нелинейного отклика, как правило, связана с малостью нелинейной добавки к показателю преломления п% (см. рис. Д16.3), поэтому необходимы большие длины взаимодействия z. Подходящими средами для со­здания фазовой самомодуляции оказались волоконные световоды.

Практическая схема компрессии световых импульсов, в которой исполь­зуется фазовая самомодуляция света в волоконном световоде, показана на рис. Д16.4. В волоконно-оптическом компрессоре полезную роль играют диспе­рсионные свойства оптического волокна. Дисперсия групповой скорости света в оптическом волокне приводит к тому, что различные спектральные компо­ненты света оказываются разнесенными во времени, а именно, частота несу­щей возрастает от начала к концу импульса (дисперсия волокна предполага­ется нормальной). Иными словами, импульс приобретает линейную частотную модуляцию (рис. Д16.5). Если теперь пропустить его через устройство, кото­рое высокочастотные компоненты поля проходят быстрее, чем низкочастотные (аналог среды с аномальной дисперсией), то можно совместить все спектраль­ные компоненты во времени и получить очень короткий импульс света.

Необходимый элемент, обладающий аномальной дисперсией, строится на основе дисперсионных призм или дифракционных решеток. Из уравнения ди­фракционной решетки d sin в = mA видно, что длинные световые волны откло-

WT>

1— Л-s

йш(х)

Г

т

~

уч/ч/

Sim)

s/vy

Рис. Діб.4. Схема компрессора световых импульсов на основе волоконного световода

няются решеткой на большие углы, нежели короткие. Это дает возможность при помощи двух решеток построить схему, в которой длинные световые вол­ны проходят более длинные пути, чем короткие и, следовательно, приобретают требуемую задержку во времени.

Заметим, что в изображенной на рис. Д16.4 решеточной паре возникает не­желательный эффект — пространственный (поперечный) сдвиг высокочастот­ных и низкочастотных компонент поля. Указанный недостаток можно устра­нить путем использования зеркала, возвращающего излучение обратно в реше­точную пару (см. рис. Д16.6). После двойного прохода пространственное сме­щение частотных компонент компенсируется. Фазовая пластина (транспарант) служит для дополнительной корректировки задержек спектральных компо­нент.

Отметим, что сильно диспергирующие системы, представляющие собой ком­бинации дифракционных решеток или призм, позволяют развернуть частотный спектр света в пространстве и управлять амплитудами и фазами компонент ча­стотного спектра — совершенно аналогично тому, как это делал Аббе с фурье - компонентами углового спектра (см. ч. III).

Рис. Д16.6. Схема двухпроходного оптического компрессора на дифракционных ре­шетках: ФТ — фазовый транспарант

Новое поколение твердотельных фемтосекундных лазеров. В сере­дине 90-х годов произошел прорыв в технике генерации сверхкоротких импуль­сов света. Были созданы новые кристаллы, способные генерировать лазерное излучение и обладающие сверхширокой полосой усиления: титан-сапфир (ши­рина полосы усиления 3500 см-1), хром-форстерит и другие. Было открыто явление самосинхронизации мод. В лазере на титан-сапфире удалось реали­зовать внутрирезонаторную компрессию, при которой фазовая самомодуляция импульса осуществляется непосредственно в активном элементе лазера (за счет керровской нелинейности), а сжатие — с помощью пары стеклянных призм или многослойного диэлектрического зеркала, обладающего отрицательной диспе­рсией групповой задержки (глубина проникновения света в такое зеркало за­висит от длины волны). Лазеры подобного типа накачиваются непрерывным излучением аргонового лазера или второй гармоникой лазера на гранате с нео­димом. Титан-сапфировый лазер очень компактен (длина кристалла порядка миллиметра), легко переводится в режим самосинхронизации мод и генериру­ет импульсы длительностью 10 фс с энергией порядка нДж на длине волны 800 нм. Разработаны методы усиления и преобразования частоты таких им­пульсов. Рассмотрим теперь некоторые применения фемтосекундных световых импульсов.

Фемтосекундные технологии. На основе фемтосекундных лазеров ус­пешно разрабатываются технологии высокоточной резки и обработки матери­алов, а также системы трехмерной оптической памяти. При этом использует­ся то обстоятельство, что воздействие фемтосекундного светового импульса на вещество может быть сильным, но одновременно локальным, т. е. сосредоточен­ным в очень маленьком объеме среды. Указанная возможность обусловлена, с одной стороны, малостью энергии импульса, а с другой стороны высокой ин­тенсивностью света. Это непосредственно видно из формулы

I = W/Srn,

связывающей между собой энергию W и длительность ги импульса, пло­щадь поперечного сечения пучка S и интенсивность света I. Например, для

W = 10 мкДж, ги = 10 фс, S = 10-7 см2 получаем I = 1016 Вт/см2. В све­товом поле такой интенсивности эффективно идут нелинейно-оптические про­цессы, такие как двухфотонное поглощение света, оптический пробой и т. п. Однако область пространства, в которой эти процессы проявляются заметным образом, оказывается весьма малой. Оценим, например, размер области кон­денсированной среды, в которой фемтосекундный световой импульс способен вызвать ионизацию атомов. Энергия ионизации атома составляет около 10 эВ, или 1,6 х 10-18 Дж. Световой импульс с энергией 10 мкДж способен ионизо­вать, следовательно, около 5 х 1012 атомов. Считая, что на один атом приходит­ся объем 3 х 10-23 см3 (такой объем занимает молекула воды в жидкой фазе), получим объем области ионизации V = 150 мкм3, что соответствует объему ку­бика с длиной ребра 5 мкм. Итак, размер области, в которой сфокусированный фемтосекундный световой импульс сильно воздействует на вещество, изменяя его свойства, действительно может быть чрезвычайно малым.

Экспериментальные исследования подтверждают этот вывод. Изучение оп­тического пробоя прозрачных диэлектриков в поле сфокусированных фемтосе­кундных лазерных импульсов показывает, что линейный размер области про­боя может составлять всего лишь несколько микрон. С таким же простран­ственным разрешением удается воздействовать на молекулы в полимерной ма­трице, вызывая двухфотонное поглощение света и изменение структуры мо­лекул. Последний эффект положен в основу разрабатываемых сейчас систем трехмерной оптической памяти. Плотность записи информации в таких си­стемах может достигать 1012 бит/см3. Весьма перспективны также технологи­ческие применения фемтосекундных лазеров, связанные с резкой материалов и обработкой поверхностей.

Фемтосекундные лазерные импульсы в спектроскопии. После созда­ния пикосекундных лазеров с перестраиваемой частотой излучения начал раз­виваться новый метод оптической спектроскопии — нестационарная спектро­скопия когерентного антистоксова рассеяния света (КАРС). В нестационарной спектроскопии осуществляется ударное возбуждение среды коротким лазер­ным импульсом и зондирование ее состояния с помощью пробного импульса, посылаемого с некоторой задержкой т. Измеряется энергия антистоксова рас­сеяния пробного импульса Wa как функция задержки т. Эта зависимость несет в себе информацию о процессах дефазировки молекулярных колебаний.

Импульсная спектроскопия является альтернативной обычной частотной спектроскопии. Если в частотной спектроскопии при сканировании частоты лазера измеряется частотная характеристика среды — восприимчивость y(w), то в импульсной спектроскопии при изменении задержки пробного импульса измеряется импульсный отклик (функция Грина) среды Л(т). Эти две харак­теристики вещества связаны между собой преобразованием Фурье:

ОО ОО

хМ = J Л(т)е~‘“/тс*т, h(r) = J xHe’-dc,

О — оо

Поэтому оба метода в принципе дают эквивалентную спектроскопическую ин­формацию.

Вместе с тем, импульсная спектроскопия имеет ряд важных особенностей. Так, она дает возможность проводить прямые наблюдения сверхбыстрых ди­намических и кинетических процессов в различных средах. При исследовании узких спектральных линий нестационарная спектроскопия обеспечивает высо-

Рис. Д16.7. Спектроскопия когерентного антистоксова рассеяния света

кую эффективную разрешающую способность, ограниченную в принципе толь­ко длиной линии задержки. Когерентный характер процесса КАРС обеспечи­вает высокий уровень сигнала и большой динамический диапазон измерений. Отсутствие когерентного нерезонансного фона способствует повышению чув­ствительности. Имеется возможность управлять формой импульсного откли­ка путем выбора подходящей длительности лазерных импульсов. Практически отсутствует тепловое воздействие на среду, что важно, в частности, при иссле­довании биообъектов.

Рассмотрим новые возможности, которые возникают в нестационарной КАРС-спектроскопии молекул в связи с применением фемтосекундных лазе­ров. Наиболее важная из них заключается в том, что фемтосекундные импуль­сы позволяют контролировать не только амплитуду, но и фазу молекулярных колебаний. Становится возможным прямое осциллографирование молекуляр­ных колебаний, а также управление их амплитудой и фазой с помощью фем­тосекундных световых импульсов.

Пикосекундная и фемтосекундная КАРС-спектроскопия. Схема КАРС-спектроскопии показана на рис. Д16.7. Избранная комбинацион­но-активная мода исследуемого объекта (например, молекулярные колебания жидкости или газа) возбуждается парой лазерных пучков, частоты которых удовлетворяют условию комбинационного резонанса: uji —и>2 & ^о, где ш0 — ча­стота молекулярных колебаний. Зондирование среды осуществляется пробным лазерным пучком (частота ып), а регистрируемым сигналом является энергия импульса антистоксова рассеяния W& на частоте = иіП + — ^2 »

В нестационарном варианте КАРС-спектроскопии возбуждение и зондиро­вание среды осуществляют короткими лазерными импульсами, и измеряют энергию Wa как функцию времени задержки г между импульсами возбужде­ния и зондирования (рис. Д16.8). Зависимость Wa(r), называемая импульсным откликом среды, несет в себе информацию о механизмах и скоростях процессов дефазировки молекулярных колебаний.

Важнейшим параметром, определяющим “аппаратную функцию” и разре­шающую способность метода нестационарной КАРС-спектроскопии, является длительность используемых лазерных импульсов т„. Чем меньше эта величина, тем более быстрые динамические процессы в молекулах доступны для исследо­вания и тем более полная информация о процессах дефазировки, заключенная в форме импульсного отклика, может быть получена.

Приблизительно до середины 80-х гг. в нестационарной КАРС-спектроско­пии применялись лазерные импульсы длительностью в единицы-десятки пи-

1

1

1

ih

k

t

* 1 1

iQ!

к

t

і

і

Ґп! 1 1 1 і

і

t

A.

«Г1

_

i t

і

i

r 1

1 1 ...L........ A.

Рис. Д16.8. Нестационарная (импульсная) КАРС-спектроскопия

косекунд (1 пс = 10-12 с). Последующее пятилетие ознаменовалось бурным прогрессом в технике получения сверхкоротких световых импульсов, в резуль­тате чего появились генераторы фемтосекундных импульсов (1 фс = 10~15 с). В спектроскопических экспериментах начали использовать импульсы длительно­стью 60-80 фс, а в отдельных случаях — до 6 фс, что уже близко к фундамен­тальному физическому пределу. Столь резкое изменение уровня технических средств ведет к важным физическим следствиям: меняются цели и методы ис­следований, становится иным весь облик нестационарной спектроскопии. Обсу­дим теперь более подробно новые проблемы и возможности, связанные с при­менением в нестационарной КАРС-спектроскопии молекул предельно коротких световых импульсов.

Восстановление спектра по импульсному отклику. Если ко­герентный световой импульс длительностью ти = 30 пс имеет частотный спектр шириной Дц = 1 /сти = 1 см-1, то импульс длительностью 60 фс имеет уже Дц = 500 см-1, а импульс длительностью 6 фс имеет Дц = 5000 см-1. Эти оценки показывают, что пикосекундные импульсы позволяют селективно воз­буждать те или иные колебания в молекуле (например, колебания определен­ного атома или группы атомов). В то же время для фемтосекундных импуль­сов, имеющих очень широкий частотный спектр, характерно неселективное воз-

Рис. Д16.9. Нестационарная КАРС-спектроскопия с фемтосекундным временным раз­решением [8]. Картина биений молекулярных колебаний в смеси пиридина и ци - клогексана. Возбуждены три молекулярные моды с частотами 1/5 (сус) = 802 см-1, и(ру) = 991 см-1, i'e(py) = 1030 см-1 (а). Разностный спектр молекулярных колеба­ний пиридина и циклогексана, полученный путем численного фурье-преобразования импульсного отклика. Видны резкие максимумы на частотах 39 см-1, 189 см-1 и 228 см-1, которые соответствуют разностям частот трех возбужденных мод (б)

буждение молекулярных колебаний в широком спектральном диапазоне. При этом импульсный отклик имеет характер биений нескольких мод, т. е. отража­ет динамические свойства не отдельной колебательной подсистемы молекулы, а всей сложной молекулярной системы как целого.

Оказывается, что путем компьютерной обработки такого отклика мож­но с высокой точностью найти частоты биений, т. е. восстановить “разност­ный спектр” молекулярных колебаний. Пример подобного рода приведен на рис. Д16.9, где показан импульсный отклик, измеренный в смеси пиридина и циклогексана, а также вычисленный по этому отклику разностный спектр. От­метим, что в этих экспериментах использовались лазерные импульсы длитель­ностью 80 фс; молекулярные колебания возбуждались в спектральной полосе шириной более 300 см-1.

Импульсное вынужденное рассеяние. Если длительность свето­вого импульса становится меньше периода молекулярных колебаний

т„ <Т0 = 2тг/ш0, (Д16.1)

то для возбуждения колебаний по схеме КАРС (рис. Д16.7) нет необходимо­сти использовать бигармоническую накачку. В этом случае спектр импуль­са настолько широк, что в одном и том же импульсе содержатся частот­ные компоненты и>і и CJ2, резонансно возбуждающие молекулярные колеба­ния (цц — и>2 яа шо). Таким образом, при использовании предельно коротких световых импульсов схема нестационарной КАРС-спектроскопии существенно упрощается.

Вместе с тем, появляется проблема выделения сигнала, так как в услови­ях (Д16.1) спектры пробного и антистоксова излучений почти не отличаются (рис. Д16.10, а), а потому частотная селекция антистоксова излучения, обычно применяемая в опытах с пикосекундными импульсами, становится неэффек­тивной. Для надежного выделения сигнала можно построить эксперимент так, чтобы пробное и антистоксово излучения были разделены пространственно.

Рис. Д16.10. Спектры пробного и антистоксова фемтосекундных импульсов (а). Схема КАРС с пространственным выделением сигнала (б)

Один из возможных вариантов показан на рис. Д16.10, б в этой схеме исполь­зуется то обстоятельство, что направление распространения антистоксова из­лучения (независимо от длительности импульсов) определяется условием вол­нового синхронизма: ka = кп + кх — к2-

Итак, в условиях (Д16.1) возникает новый вариант импульсной спектро­скопии, существенно отличающийся от исходной схемы КАРС. Этот вариант получил название “импульсное вынужденное рассеяние” (ИВР). Заметим, что в ИВР вся спектроскопическая информация о веществе заключена только в форме импульсного отклика.

Экспериментальная схема ИВР показана на рис. Д16.11. С помощью этой методики излучались низкочастотные молекулярные колебания в некоторых жидкостях. На рис. Д16.12 показан импульсный отклик молекулы СНгВгг, измеренный с помощью импульсов длительностью 65 фс. Фактически от­клик представляет собой осциллограмму молекулярных колебаний с периодом 190 фс и частотой 173 см-1. Важно отметить, что в условиях (Д16.1) импульс­ная спектроскопия позволяет регистрировать динамику не только амплитуды, но и фазы молекулярных колебаний. Фемтосекундный лазерный импульс по­зволяет осуществлять мгновенное возбуждение и зондирование молекулярных колебаний в масштабе периода колебания. Это принципиально новая ситуация, которая не могла быть реализована с помощью пикосекундных импульсов.

Другой пример представлен на рис. Д16.13. Здесь показан импульсный от­клик жидкого сероуглерода, обусловленный поворотом анизотропных молекул под действием поляризованного фемтосекундного светового импульса. Отме­тим нарастание отклика в течение некоторого времени после окончания све­тового импульса. Этот эффект отражает инерционный характер ориентацион­ного движения молекул в жидкости; поворот молекулы под действием фем­тосекундного светового импульса аналогичен отклонению тяжелого маятника при попадании в него пули (рис. Д16.14): и в том и в другом случае момент максимального отклонения системы от положения равновесия задержан отно­сительно момента возбуждения.

Управление амплитудой и фазой молекулярных колебаний с помо­щью фемтосекундных лазерных импульсов. Рассмотренные выше при­меры показывают, что фемтосекундные лазерные импульсы можно использо­вать для диагностики сверхбыстрых динамических и кинетических процессов в молекулах. Другой аспект, на который мы хотели бы обратить внимание — возможность управления молекулярными колебаниями с помощью фемтосе­кундных лазерных импульсов. В этом пункте мы рассмотрим с позиций теории

Дифрагировали пробный импул

Задержаны пробный ишг

Рис. Д16.11. Схема эксперимента по импульсному вынужденному рассеянию. Два сверхкоротких пересекающихся импульса ударно возбуждают стоячую волну моле­кулярных колебаний, которая затем зондируется путем когерентного рассеяния (ди­фракции) пробного импульса, посылаемого с переменной задержкой

несколько примеров подобного рода: возбуждение молекулярных колебаний цу­гом фемтосекундных импульсов, эффекты “гашения колебаний”, “выпрямле­ния колебаний” и т. п.

Если пренебречь изменением заселенностей колебательных уровней, то ко­лебание молекулы (точнее, одно из нормальных колебаний) можно описать с помощью классического уравнения осциллятора:

(Д16.2)

Здесь Q — колебательная координата, t — время, шо — собственная частота колебаний, 7 — коэффициент затухания свободных колебаний, F(t) — внешняя сила, которая для комбинационно-активных колебаний пропорциональна ква­драту напряженности электрического поля световой волны: F(t) = const • Е2.

Решение уравнения (Д16.2) удобно записать в виде интеграла Дюамеля

ОО

О

где h(9) — функция Грина (функция импульсного отклика). Согласно (Д16.3), колебательная координата Q(t) есть линейный запаздывающий функционал относительно внешней силы F(t). Таким образом, формула (Д16.3) описыва­ет вынужденные колебания молекулы под действием светового поля с учетом инерционности колебаний.

Рис. Д16.12. Данные импульсного вынужденного комбинационного рассеяния для жидкого дибромометана (СН2ВГ2) при комнатной температуре [9]. Осцилляции им­пульсного отклика соответствуют когерентным молекулярным колебаниям с часто­той 173 см-1 изгибной моды галогена в молекуле СНгВгг - Осцилляции сигнала зату­хают вследствие ориентационного молекулярного движения и колебательной дефа­зировки. Импульсный отклик содержит также вклад когерентного рэлеевского рас­сеяния, возникающего из-за межмолекулярного и ориентационного движений

Подстановка (Д16.3) в (Д16.2) приводит к следующим уравнению и началь­ным условиям для функции Грина:

h + 27/1 + uj^h = 0, h( 0) = 0, /і(0) = 1. (Діб.4)

Здесь точка над буквой обозначает дифференцирование по времени. Таким образом, функция Грина удовлетворяет однородному уравнению колебаний и определенным начальным условиям.

Нетрудно найти явное решение задачи (Діб.4):

h{6) = sin Ш, П = 72. (Д16.5)

Рис. Д16.13. Данные ИВР-спектроскопии жидкого сероуглерода [9]. После момента времени t = 0 (момент возбуждения фемтосекундным световым импульсом) сигнал продолжают расти, указывал на инерционный характер движения молекул жидко­сти на малых временах. После достижения максимума сигнал уменьшается сначала быстро, а потом более медленно. Пунктирная кривая соответствует данным ИВР - спектроскопии НгО, записанным сраїзу после опытов с CS2 при тех же эксперимен­тальных условиях

_____________________

t

<p(t)

t

1т

Рис. Діб.14. Механическая модель поворота анизотропной молекулы поляризован­ным фемтосекундным световым импульсом: отклонение маятника при попадании в него пули

Если же пренебречь затуханием колебаний (7 = 0), то

h(6) = — sinu>o0. (Д16.6)

<a>0

Формулы (Д16.5), (Д16.6) позволяют исследовать действие на молекулярный осциллятор возбуждающего излучения любого вида: бигармонической накач­ки, фемтосекундного импульса, цуга импульсов, шумовых импульсов и т. д. Рассмотрим несколько частных случаев.

Бигармоническая накачка. Полагая u>i — и>2 = w,

(Д16-7)

(Д16.8)

F(t) = Foe4"*,

получим по формуле (Д16.3)

Q{t) = Qoe™, Qo = Fox(u>),

еде

(Д16.9)

сШ,

Х(ш) = j Цв)е~™9

х(и>) — частотный коэффициент передачи данной линейной системы, или в терминах оптики, линейная оптическая восприимчивость молекулы. Функцию Х{и>) можно вычислить непосредственно из уравнения (Д16.2), либо по форму­ле (Д16.9), используя уже известное выражение (Д16.5) для функции Грина. Получим

1

(Діб. Ю)

хМ =

col — ш2 + 2ijw' В частности, при точном резонансе (ш = шо)

F0

Как видно из этой формулы, амплитуда установившихся молекулярных коле­баний определяется интенсивностью света (параметр Fo) и величиной потерь (параметр 7).

Одиночный фемтосекундный импульс. Если длительность возбу­ждающего светового импульса значительно меньше, чем период молекулярных колебаний, то в уравнении (Д16.2) можно положить

F(t) = C6(t), (Д16.12)

где 8(t) — дельта-функция, С — постоянная, пропорциональная энергии све­тового импульса. Подставляя (Д16.12) в (Д16.3), получим

Q(t) = Ch(t), t > 0. (Д16.13)

Таким образом, при возбуждении молекулярных колебаний фемтосекундным световым импульсом (“ударное возбуждение”) амплитуда колебаний определя­ется энергией импульса. Затухание свободных молекулярных колебаний опи­сывается функцией Грина h(t). Так как отклик системы не может опережать воздействие на нее (принцип причинности), из формул (Д16.12), (Д16.13) мож­но заключить, что

h(t < 0) = 0. (Д16.14)

С учетом этого соотношения связь (Д16.9) между х(ш) и М0) можно записать в виде полного преобразования Фурье

ОО

хМ = J Цв)е~іш9сШ. (Д16.15)

—ОО

Обратное преобразование дает

ОО

КО) = ^ J xMe^cL;. (Д16.16)

— ОО

Конкретные расчеты h{0) по формуле (Д16.16) не должны противоречить

(Д16.14). В частности, нетрудно проверить, что при подстановке (Д16.10) в

(Д16.16) условие (Діб.14) выполняется.

Пара фемтосекундных импульсов. Пусть на молекулу воздейству­ют два одинаковых фемтосекундных световых импульса, разделенные интер­валом времени т. Тогда

F(t) = C8(t) + C8(t - т). (Д16.17)

Подставляя (Д16.17) в (Д16.3), получим

( h(t), t <т,

Q(t) = c _ (Д16.18)

( h(t) + h(t — т), t > т.

б)

Рис. Д16.15. Молекулярные колебания под действием пары фемтосекундных све­товых импульсов. Показаны зависимости колебательной координаты от времени, построенные по формулам (Д16.19) при разных задержках г между импульсами: г = То/4 (а), г = То/2 (б), т = ЗТо/4 (в), т = То (г), где То — период молеку­лярных колебаний. Вертикальные стрелки указывают положение фемтосекундных импульсов на шкале времени

{ sin iv0t, Sin U>ot ■

Q(t)

(Д16.19)

t < T,

+ sinwo(£ - r), t > r,

где Qo = C/luo - Графики Q(t) для некоторых частных значений г показаны на рис. Д16.15. В зависимости от величины задержки второй импульс может усиливать или ослаблять молекулярные колебания, а также изменять их фазу. В частности, если задержка равна половине периода молекулярных колебаний, то второй импульс осуществляет их полное гашение.

Цуг фемтосекундных импульсов. Несколько примеров возбужде­ния молекулярных колебаний цугом фемтосекундных импульсов показаны на рис. Д16.16. Как видно из этого рисунка, в зависимости от соотношения перио-

Как видно из этой формулы, амплитуда установившихся молекулярных коле­баний определяется интенсивностью света (параметр Fo) и величиной потерь (параметр 7).

Одиночный фемтосекундный импульс. Если длительность возбу­ждающего светового импульса значительно меньше, чем период молекулярных колебаний, то в уравнении (Д16.2) можно положить

(Діб-12)

F(t) = C5(t),

где 5{t) — дельта-функция, С — постоянная, пропорциональная энергии све­тового импульса. Подставляя (Д16.12) в (Д16.3), получим

(Д16-13)

Q{t) = Ch(t), t> 0.

Таким образом, при возбуждении молекулярных колебаний фемтосекундным световым импульсом (“ударное возбуждение”) амплитуда колебаний определя­ется энергией импульса. Затухание свободных молекулярных колебаний опи­сывается функцией Грина h(t). Так как отклик системы не может опережать воздействие на нее (принцип причинности), из формул (Д16.12), (Д16.13) мож­но заключить, что

(Д16.14)

h(t < 0) = 0.

OO

— OO

С учетом этого соотношения связь (Д16.9) между х{ш) и h(6) можно записать в виде полного преобразования Фурье

(Д16.15)

OO

— OO

Обратное преобразование дает

(Д16.16)

Конкретные расчеты h{9) по формуле (Д16.16) не должны противоречить (Д16.14). В частности, нетрудно проверить, что при подстановке (Д16.10) в (Д16.16) условие (Д16.14) выполняется.

Пара фемтосекундных импульсов. Пусть на молекулу воздейству­ют два одинаковых фемтосекундных световых импульса, разделенные интер­валом времени т. Тогда

(Д16.17)

F(t) = CS(t) + CS(t - r). Подставляя (Діб.17) в (Д16.3), получим

б)

Рис. Д16.15. Молекулярные колебания под действием пары фемтосекундных све­товых импульсов. Показаны зависимости колебательной координаты от времени, построенные по формулам (Д16.19) при разных задержках т между импульсами: г = То/4 (а), т = То/2 (б), т = ЗТо/4 (в), т = То (г), где То — период молеку­лярных колебаний. Вертикальные стрелки указывают положение фемтосекундных импульсов на шкале времени

SHAPE * MERGEFORMAT

Q(t) — Qo

(Д16.19)

sinwoi, t < т,

sinwot + sina>o(f - r), t > r,

где Qo = C/u>о - Графики Q(t) для некоторых частных значений г показаны на рис. Д16.15. В зависимости от величины задержки второй импульс может усиливать или ослаблять молекулярные колебания, а также изменять их фазу. В частности, если задержка равна половине периода молекулярных колебаний, то второй импульс осуществляет их полное гашение.

Цуг фемтосекундных импульсов. Несколько примеров возбужде­ния молекулярных колебаний цугом фемтосекундных импульсов показаны на рис. Д16.16. Как видно из этого рисунка, в зависимости от соотношения перио-

„ '/~ГҐҐГҐ

і t

і

і

Рис. Діб.16. Возбуждение молекулярных колебаний цугом фемтосекундных лазер­ных импульсов. Показаны зависимости колебательной координаты от времени. Вер­тикальные стрелки указывают положение фемтосекундных импульсов на шкале вре­мени. Длина стрелки пропорциональна энергии импульса

да колебаний Го и периода следования импульсов Г возможны разные режимы возбуждения: резонансная раскачка колебаний (рис. Д16.16, в), “выпрямление” колебаний (рис. Д16.16, б, г).

N

F(t) = C^2s(t-nT),

П=0

Вычислим амплитуду молекулярных колебаний, возбужденных цугом фем­тосекундных импульсов. Полагая

Рис. Д16.17. Зависимость амплитуды молекулярных колебаний, возбуждаемых цугом фемтосекундных световых импульсов, от периода следования импульсов. График по­строен по формуле (Д16.23)

где Т — период следования импульсов, N — полное число импульсов в цуге, получим по формуле (Д16.3)

N

Q(t) = С ^ h(t — пТ), t> NT. (Д16.21)

п—0

Подставляя (Д16.6) в (Д16.21) и выполняя суммирование, получим

Q(t) = Qo(T) sinM* - to)], to = (Д16.22)

где

p m _ CT0sin(NnT/To) 2tt

Qo{T) - йГ'й*7771) • T° ~ W <Д16-23)

График зависимости амплитуды молекулярных колебаний от периода сле­дования фемтосекундных импульсов показан на рис. Д16.17. Отметим резо­нансный характер зависимости Q(T), а также то обстоятельство, что при ре­зонансе (Т = То или Т = пТо, где п — целое число) амплитуда молекулярных колебаний пропорциональна числу импульсов, а энергия колебаний пропорци­ональна квадрату числа импульсов:

Qmax ~ N, W~ N2.

Интересно также сравнить между собой два способа возбуждения молеку­лярных колебаний: цугом фемтосекундных импульсов и бигармонической на­качкой. Простой расчет показывает, что при выполнении условий резонанса (Т = пТо для цуга импульсов и ші — W2 = и>о для бигармонической накачки), в отсутствие потерь (7 = 0) и при одинаковой энергии возбуждения

ОО

WB= J F(t) dt

— ОО

оба способа дают одинаковый результат. И в том и в другом случае амплитуда молекулярных колебаний оказывается равной Qo = WB /loq.

Возможность резонансного возбуждения колебаний среды с помощью цу­га фемтосекундных импульсов была экспериментально продемонстрирована

-б 0 6 t, пс

~б О 6 t, пс

Рис. Д16.18. Спектроскопия импульсного вынужденного рассеяния с использовани­ем цуга фемтосекундных лазерных импульсов [11; 12]: схема эксперимента (о), цуг фемтосекундных импульсов, частота следования импульсов в цуге 2,39 х 1012 Гц (79,6 см-1) (б) данные спектроскопии ИВР либрационной моды (частота 80 см-1) кристалла а-перилена при температуре Г < 10 К (в)

б)

в [12]. В этой работе исследовался кристалл перилена, имеющий колебатель­ные моды на частотах 33, 56, 80, 104 см-1. Частота лазерных импульсов в цуге составляла 2,39 х 1012 Гц (79,6 см-1), что близко к частоте одной из коле­бательных мод. Результаты эксперимента представлены на рис. Д16.18. Опыт показал, что применение цуга фемтосекундных импульсов позволяет селектив­но возбуждать избранную колебательную моду вещества; при этом амплитуда колебаний оказывается значительно больше, чем при возбуждении одним им­пульсом.

Таким образом, фемтосекундные световые импульсы дают возможность на­блюдения элементарных микроскопических движений, таких как колебания кристаллической решетки, молекулярное колебание и вращение, а также упра­вления этими движениями, создания и изучения неравновесных состояний, воз­буждения химических и структурных изменений, недостижимых при обычных условиях.

Новые направления исследований. Методы, подходы, эксперименталь­ная техника фемтосекундной лазерной оптики стремительно вторгаются в смежные разделы физики, химию, биологию и технику. Представление об этой бурно развивающейся области можно составить, обратившись к трудам конфе­ренций по нелинейной оптике, спектроскопии сверхбыстрых процессов и специ­ализированным выпускам журналов. Здесь мы хотели бы выделить направле­ния исследований, сформировавшихся в последнее время и представляющихся особенно многообещающими.

Сверхкороткие рентгеновские и электронные импульсы.

Современная техника генерации таких импульсов во многом опирается на достижения пико - и фемтосекундной оптики. В этих важных как с физиче­ской, так и с прикладной точек зрения исследованиях сделаны только первые шаги; пока речь идет, конечно, о линейных нестационарных явлениях. Среди возникающих здесь физических задач следует указать на нестационарное ди­намическое рассеяние рентгеновских лучей и электронов в совершенных кри­сталлах. Чрезвычайно информативными обещают быть спектроскопические и структурные исследования, использующие для зондирования вещества корот­кие рентгеновские импульсы и электронные сгустки.

Отметим несколько важных работ. В [18] сообщается о получении коротких импульсов излучения в диапазоне длин волн 10-70 нм при фокусировке ла­зерных импульсов с длительностью 100 фс и интенсивностью 1014 Вт/см2 на танталовую мишень; сходные результаты, полученные в поле фемтосекундных импульсов эксимерной лазерной системы при интенсивностях 1017 Вт/см2, из­ложены в [19]. Авторами работ [20; 21] описаны генераторы электронных сгуст­ков длительностью 20-150 пс, получаемых за счет фотоэмиссии с катода, осве­щаемого пикосекундным лазерным импульсом.

Некоторые применения оптически индуцированных рентгеновских импуль­сов приведены в [22], они использовались для спектроскопии сильно возбужден­ных ионов с временем разрешения 400 пс. В цитированной уже работе [20] сообщается о первом успешном эксперименте по пикосекундной электрохро - нографии. Электронограмма тонкой поликристаллической пленки алюминия была получена с временным разрешением 20 пс; таким образом удалось на­блюдать быстрый фазовый переход, индуцированный мощным лазерным им­пульсом. Первые демонстрации выглядят обнадеживающими, и сейчас многие лаборатории занимаются совершенствованием пикосекундных рентгеновских и электронных источников, использующих лазерное возбуждение. Имеются все основания ожидать здесь быстрого прогресса, однако для создания эффектив­ных спектроскопических и диагностических систем нужна адекватная реги­стрирующая аппаратура. Заметим вместе с тем, что прогрессируют и методы получения коротких рентгеновских импульсов, основанные на иных идеях. В частности, в [23] обсуждаются источники синхротронного излучения с длитель­ностью импульса порядка 10 пс.

Сильные нелинейности, управление светом с помощью све­та. В большинстве рассмотренных в этой книге задач локальный нелиней­ный отклик среды считается слабым: в средах с квадратичной нелинейностью Х^Е <Cl, в средах с кубичной нелинейностью х^Е2 <g; 1. Сильный энерго­обмен между волнами с различающимися частотами, формирование стацио­нарных нелинейных волн — солитонов, все это результаты проявляющихся на значительных расстояниях накапливающихся взаимодействий и самовоздей - ствий. Вместе с тем в нелинейной оптике уже длительное время обсуждаются проблемы распространения волн в среде с сильным и быстрым локальным не-

линейным откликом (см., например, [24; 25]). В этой ситуации кардинально меняется картина нелинейного распространения и в особенности самовоздей - ствия коротких импульсов.

Проявлениями сильной локальной нелинейности, нечетной по полю, могут стать безрезонаторная оптическая бистабильность [25] (возможны, в частно­сти, так называемые бистабильные солитоны [26]) и мультистабильность, сто­хастическая автомодуляция импульсов — столь разнообразными и сложными становятся самовоздействия в этом случае. Пока все эти явления наблюдают­ся в нелинейных системах с оптической или гибридной обратной связью [27]. Поразительно многообразной оказывается динамика таких систем. Полное ис­пользование трехмерного характера светового поля в системах с двумерной обратной связью позволяет наблюдать широкий класс новых явлений — про­странственную оптическую бистабильность и мультистабильность, генерацию динамических периодических пространственных структур и оптическую турбу­лентность [28]. Тесно примыкают к этим явлениям и интенсивно исследуемые в последнее время поляризационные неустойчивости, мультистабильности и ха­ос [29].

Хотя в большинстве случаев эти новые явления наблюдаются в поле не­прерывных и квазинепрерывных источников на сравнительно медленных, а по­тому и сильных, кубичных нелинейностях, несомненный принципиальный и прикладной интерес представляет переход к сверхкоротким импульсам. Пере­ключение бистабильных устройств, использующих нелинейно-оптические ми­крорезонаторы с одномерной обратной связью, осуществляется за времена по­рядка 1 пс [27]. Быстрое переключение пространственных структур, двумерное и трехмерное переключение света светом, позволили бы создать сверхбыстро­действующие аналоговые оптические компьютеры, оперирующие с нелинейны­ми образами. Все это делает очень актуальными теоретические и эксперимен­тальные исследования пикосекундной динамики нелинейных систем с обратной связью.

Сверхсильные световые поля: от нелинейной оптики ато­мов и молекул к нелинейной электронной физике. Генерация сверхсильных световых полей, ставшая возможной благодаря эффективному усилению фемтосекундных импульсов в широкополосных оптических усилите­лях с высокими мощностями насыщения, открыла совершенно новые возмож­ности перед нелинейной оптикой. В настоящее время уже несколько исследова­тельских групп приступили к систематическим экспериментам при интенсивно­стях порядка 1020 —1021 Вт/см2 в импульсах, длительности которых изменяют­ся от 10 до 1000 фс. Чтобы понять важность этих достижений для нелинейной оптики, уместно вспомнить значения некоторых параметров, характеризующих фундаментальные процессы взаимодействия лазерного излучения с веществом. Для удобства сравнения с экспериментальными достижениями выразим их в терминах интенсивностей. Особое значение имеют:

Характерная “атомная” единица интенсивности:

Таблица Д16.1

Фемтосекундные лазерные системы для генерации сверхсильных световых полей

Системы

Предельные

параметры

Экспериментальные

достижения

Перспективы

Ти,

фс

W«C,

Дж/см2

фс

W,

Дж

I,

Вт/см2

Ти,

фс

W,

Дж

I,

Вт/см2

Эксимерные системы на ХеС1,

А = 308 нм

160

2 х 10-3

160

2 х 10-2

1017

160

1

Ю20

Эксимерные системы на KrF,

А = 240 нм

70

2 х 10-3

80

10-2

ю18

80

1

Ю20

СО2-системы, А = 10,6 мкм

60

4 х 10“1

1000

50

5 х 1017

100

10

Твердотельные системы, видимый и ближний ИК-диапазоны

5

1

430

620

1021

10

103

1023

Лазеры на красителях, видимый диапазон

10

10-3

20

5 х 10-4

1014

10

ю-2

штабирования эксимерных усилителей позволяет рассчитывать на дальнейшее продвижение вверх по шкале энергий. Успехи последних лет в разработке твер­дотельных лазеров с широкими линиями усиления позволяют по-новому взгля­нуть на перспективы мощных твердотельных фемтосекундных систем. Новые лазерные материалы, такие, например, как сапфир с ионами титана (шири­на линии усиления составляет около 3500 см-1), позволяют рассчитывать на усиление импульсов длительностью ти « 10 фс до энергий, достигающих десят­ков джоулей [34]. Быстро прогрессируют и мощные усилители на красителях; в [35] сообщалось о получении энергии W ~ 10-4 Дж при ти к, 20 фс. Все это открывает интереснейшие перспективы перед нелинейно-оптическим экс­периментом. По крайней мере три направления исследований представляются особенно важными [36].

Реализация предельных возможностей нерезонансной не­линейной оптики прозрачной среды. В качестве ключевого пара­метра здесь выступает оптическая прочность среды. Для наносекундных ла­зерных импульсов при <?С 1 (многофотонное поглощение несущественно) лавинный пробой прозрачных кристаллов и стекол происходит обычно при Inp ~ Ю10 — 10“ Вт/см2; имеются указания о возможности повышения этой цифры на один-два порядка в специальных условиях.

В соответствии с приведенной выше формулой для /пр есть все основания ожидать существенного повышения порога оптического пробоя среды в по­ле фемтосекундных импульсов. Грубая теоретическая оценка для uj/uj& С 1, WTCT = 0,1 и rmin = Ю фс дает /пр « 1014 Вт/см2; разумеется, для получения надежных данных необходим детальный эксперимент. Заметим вместе с тем;

что повышение порога пробоя до 1013 — 1014 Вт/см2 (данные о том, что эти цифры не слишком далеки от экспериментально наблюдаемых, см. в [35-38]) может кардинально изменить картину нелинейных взаимодействий и самовоз - действия.

Действительно, уже при вполне реальной быстрой нелинейной поправке к показателю преломления «2 = 10~п см2/кВт (рис. Д16.3) и при I = 1014 Вт/см2 имеем П2-Г и п0 и такие явления как самофокусировка будут радикально от­личаться от хорошо изученных в средах со слабой нелинейностью. Указания на новые эффекты подобного рода можно найти в [37; 38]. При интенсивно­сти света I » 1014 Вт/см2 в среде с квадратичной нелинейностью (х^Е » 1 при х^ ~ Ю-7 СГСЭ) возникает ситуация, когда высшие члены в разложе­нии (22.3) поляризации по полю, сравнимые и даже превосходящие по величи­не низшие, начинают доминировать. Если длина нелинейного взаимодействия Ln л = (кх^Е)-1 становится меньше когерентной длины LKOr « (Дк) 1, усло­вия фазового синхронизма уже практически не влияют на эффективность не­линейного взаимодействия.

Неравновесные состояния в полупроводниках и металлах, сверхбыстрый нагрев твердотельной плазмы. Длительность фем­тосекундных лазерных импульсов зачастую оказывается меньше времени эле - ктрон-фононной релаксации и приближается сейчас, пожалуй, к наиболее ко­роткому времени релаксации в твердом теле — времени электрон-электронной релаксации. В ряде лабораторий экспериментируют с генераторами импульсов с энергиями порядка 1 мДж и длительностями около 50 фс; последнее позволя­ет создавать сильно неравновесные состояния в полупроводниках и металлах — состояния, возбуждение и эволюция которых связаны с рядом новых физиче­ских явлений [39; 40]. Следует подчеркнуть, что успех на пути изучения этих новых эффектов определяется не только уровнем разработки генераторов мощ­ных “возбуждающих” фемтосекундных импульсов. В неменьшей мере необхо­дима и фемтосекундная диагностика неравновесных процессов. Сейчас, когда речь идет о таких коротких временах, единственная возможность — использо­вание оптических методов.

Надо сказать, что методы фемтосекундной линейной и особенно нелинейной лазерной диагностики оказались удивительно эффективными даже при иссле­довании неравновесных процессов в таких традиционно трудных для оптики объектах, как полупроводники в полосе фундаментального поглощения и ме­таллы [39-41]. Среди недавних достижений в обсуждаемой области укажем на работу [40], где впервые наблюдались эффекты, которые можно отнести к “хо­лодному” плавлению решетки полупроводника (для возбуждения и диагности­ки использовались фемтосекундные импульсы), на эксперименты по генерации сильнонеравновесных электронных ансамблей в металлах [41].

Переход к мощным фемтосекундным импульсам привел к возникновению нового направления в лазерно-плазменных исследованиях, к изучению бы­стрых нестационарных процессов нагрева и распада плотной плазмы. В по­ле фемтосекундных импульсов можно заведомо пренебречь разлетом; нагрев электронной плазмы в металле происходит при плотности частиц порядка 1021 — 1022 см-3. В этих условиях удается нагреть плазму до температур 1-10 кэВ импульсами длительностью ти ~ 100 фс со сравнительно небольшой энергией W ~ 10~2 Дж.

Нелинейная электронная физика, нелинейная квантовая электродинамика. При I > I& (Е > Е&) мы всегда имеем дело с силь­но ионизованной средой. Нелинейный отклик здесь — это нелинейный отклик фемтосекундной лазерной плазмы. Одним из интереснейших новых эффектов стал проявляющийся в сверхсильных полях эффект “надпороговой” ионизации атомов [42]. Неожиданно сильным оказывается нелинейный отклик электрона, рассеивающегося на ионе в поле сверхсильной световой волны; последнее мо­жет привести к генерации многих хорошо сфазированных интенсивных гармо­ник, а следовательно, и к генерации сгустков электрического поля длительно­стью порядка 10-16 — 10-18 с [43].

Заметим, наконец, что прорыв в область сверхсильных полей снова при­влек интерес к возможностям экспериментального наблюдения эффектов не­линейной квантовой электродинамики. Хотя даже в самых смелых прогнозах речь не идет о генерации световых полей напряженностью Е к, 1016 В/см (I ~ Ю30 Вт/см2), при которых возможна генерация электронно-позитронных пар в вакууме (“оптический пробой вакуума”), столкновение уже доступных интенсивных лазерных пучков с релятивистскими электронами может приве­сти к наблюдению ряда эффектов, представляющих принципиальный интерес.

При I > 1019 Вт/см2 возможна реализация нелинейного томсоновского и нелинейного комптоновского рассеяний. При I > 1023 - 1024 Вт/см2 речь идет уже о наблюдении черенковского излучения в вакууме [44]. Несомненно, созда­ние исследовательских комплексов, объединяющих мощные фемтосекундные лазерные системы и электронные ускорители [45], открывает интереснейшие возможности исследований в фундаментальной физике!

Физическая оптика

Из истории физической оптики

Цитаты из оригинальных работ Франкена, Бломбергена, Ахманова, Хохлова. Питер Франкен. Генерация второй оптической гармоники. Развитие импульсных рубиновых оптических мазеров1,2 сделало возможным получение монохроматических (6943 А) световых пучков, которые при фокусировке …

Нелинейная пространственная динамика световых полей

Самоорганизация светового поля в нелинейных системах с обратной связью. Оптическая синергетика. Оптическое моделирование нейронных сетей. В течение длительного времени в нелинейной оптике исследовались про­блемы временной динамики светового поля. При этом …

Как с нами связаться:

Украина:
г.Александрия
тел./факс +38 05235  77193 Бухгалтерия
+38 050 512 11 94 — гл. инженер-менеджер (продажи всего оборудования)

+38 050 457 13 30 — Рашид - продажи новинок
e-mail: msd@msd.com.ua
Схема проезда к производственному офису:
Схема проезда к МСД

Оперативная связь

Укажите свой телефон или адрес эл. почты — наш менеджер перезвонит Вам в удобное для Вас время.