Автореферат (1104774), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Помимо этого, показано, что подобное сжатие может быть достигнуто для16длины волокна и толщины кристалла порядка единиц миллиметров даже для импульсов малой, порядка десятков пикоджоулей, энергии.Во втором параграфе обсуждается один из путей решения задачи селективного возбуждения, когерентного управления и аттосекундной спектрохронографии электронных подоболочек многоэлектронных атомных систем на основе использования разработанных в последние годы источников световых импульсовсо сверхшироким спектром и активно формируемой фазой.
Проведённый анализэволюции матрицы плотности возбуждаемой сверхкоротким световым импульсом электронной подоболочки атомной системы показывает, что ключевую рольв формировании нелинейно-оптического отклика такой системы играют явленияинтерференции различных квантовых каналов электронной динамики. На основе выполненного анализа предложена методика когерентного управления аттосекундной динамикой отдельных электронных подоболочек с помощью сверхкоротких лазерных импульсов.Основная идея предлагаемого подхода связана с использованием сверхкоротких световых импульсов со сверхшироким спектром для селективного возбуждения, когерентного управления и аттосекундной спектрохронографии электронных подоболочек многоэлектронного атома.
В качестве примера такой атомарной системы рассматривается атом ксенона. Спектр светового импульса, используемого для селективного возбуждения и разрешаемого во времени зондирования атомной системы, определен таким образом, чтобы соответствовать реальному спектру сверхкоротких импульсов, получаемых на основе технологии когерентного сложения спектрально уширенных сверхкоротких импульсов со смещённой центральной частотой, и перекрывает диапазон длин волн от 140 до 1000нм.Длина волны, нм14910.81480.60.41470.214660.6 фс 62.7 фс 64.8 фс 69.0 фс 71.4 фс50100Задержка, фс73.1 фс 75.2 фс 77.3 фс 79.4 фс 81.5 фс083.6 фс 85.8 фс 87.8 фс 89.9 фс 92 фс(а)(б)Рис.
4: (а) Зависимость дифференциального поглощения ∆σ(ω,τ ) от времени задержки τ между зондирующим импульсом и импульсом накачки. (б) Динамикаугловой зависимости волновой функции 6р-подоболочки атома ксенона.171.2Поглощение, отн. ед.Поглощение, отн. ед.Основные интерферирующие квантовые каналы, дающие вклад в процессселективного возбуждения атома ксенона, имеют следующий вид. Четыре фотона импульса накачки приводят к когерентному возбуждению электронных состояний 6p 2 [1/2]0 , 6p 2 [3/2]2 , 6p 2 [5/2]2 .
Зондирующий лазерный импульс приводит к возникновению нелинейной поляризации и наведённого поглощения начастоте перехода 5p-6s. Возникающие в результате интерференции трёх квантовых каналов осцилляции нелинейной поляризации, приводят к осциллирующейзависимости наведённого поглощения в функции времени задержки между зондирующим и возбуждающим лазерными импульсами.На (рис. 4а) представлена зависимость дифференциального поглощения∆σ(ω,τ ) = σ(ω) − σ0 (ω), испытываемого зондирующим импульсом (σ(ω) иσ0 (ω) – спектры поглощения зондирующего импульса в присутствии и в отсутствие импульса накачки), от времени задержки между зондирующим импульсом и импульсом накачки.
Результаты расчётов показывают, что форма спектра ∆σ(ω,τ ) позволяет восстановить динамику волновой функции исследуемойэлектронной подоболочки (рис. 4б).10.860708090Задержка, фс(а)1001.210.8130140 150 160Задержка, фс170(б)Рис. 5: Зависимость дифференциального наведённого поглощения на длине волны 147 нм от времени задержки между зондирующим импульсом и импульсомнакачки и динамика угловой зависимости волновых функций 6р-подоболочкиксенона.
(а) Погашены колебания когерентности с периодом 17 фс (6p 2 [5/2]2 –6p 2 [1/2]0 ). (б) Погашены все колебания когерентности, кроме колебаний с периодом 36 фс (6p 2 [3/2]2 –6p 2 [1/2]0 ).Для того, чтобы селективно управлять возбуждением уровней, вместо одного импульса накачки используется два с задержкой в половину периода колебаний когерентности, которую требуется исключить из моделирования. Колебания когерентности имеют вид медленно затухающей гармонической функцииот времени с фиксированной начальной фазой. Описанная выше пара импульсов, таким образом, возбуждает две гармонические функции в противофазе другк другу, вызывая гашение колебаний.
При необходимости полностью погасить18осцилляции более одной когерентности необходимо использовать два импульса с такой задержкой, при которой все когерентности одновременно находятся впротивофазе к начальному состоянию. На рис. 5а и 5б показаны два примера подобного гашения осцилляций. На рис. 5а показаны зависимость коэффициентапоглощения на длине волны 147 нм и угловые профили электронной плотностипри погашении колебания когерентности 6p 2 [5/2]2 –6p 2 [1/2]0 .
На рис. 5б приводятся аналогичные данные для случая, когда погашены все колебания когерентностей, кроме 6p 2 [3/2]2 –6p 2 [1/2]0 .Таким образом, световые импульсы со сверхшироким спектром и активноформируемой фазой обеспечивают возможность селективного возбуждения, когерентного управления и аттосекундной спектрохронографии электронных подоболочек многоэлектронных атомных систем. Выполненный в настоящей работе анализ показывает, что использование сверхкоротких световых импульсов с непрерывным спектром, перекрывающим диапазон длин волн от 140 до970 нм, позволяет реализовать селективное возбуждение, когеретное управление и спектрохронографический анализ аттосекундной электронной динамики6р-подоболочки атома ксенона.В четвертой главе приведено описание подробного теоретического и экспериментального исследования влияния различных архитектур волокна на эффективность и локальность сбора некогерентного люминесцентного отклика исследуемой среды в случае одно- и двухфотонного возбуждения.
Также рассматривается система для проведения спектро-, микро- и эндоскопии когерентногокомбинационного рассеяния света на базе лазерного генератора сверхкороткихимпульсов.В первом параграфе рассматривается применение волокон для возбуждения и сбора люминесцентного отклика. Для каждого типа волокна по результатам численного моделирования строилась зависимость функции ψ(r,z) =ϕ(r,z)I(r,z), которая позволяет отобразить эффективность и локальность сбора,от координат r и z.
На этом этапе все расчёты проводилися для однофотонногослучая (длина волны 532 нм) в предположении отсутствия ослабления излучения.Первая пара сравниваемых волокон (рис. 6а–6б) имела ступенчатый профиль показателя преломления, одинаковую численную апретуру (0.22) и отличающиеся примерно в 2 раза диаметры сердцевины (90 мкм и 50 мкм). По результатам моделирования характерная глубина, с которой собирается 80% флуоресцентного отклика, составляла, соответственно, 370 и 214 мкм. При этом собираемая мощность в первом случае была в 2.5 раз выше, чем во втором: P ∝ 0.15ΦP0и P ∝ 0.06ΦP0 , где Φ – квантовый выход флуоресценции, постоянная характеризующая флуоресцентный краситель, а P0 – общая мощность накачки. Такимобразом, для максимизации сбора флуоресцентного отклика как по объёму, таки по мощности необходимо увеличивать радиус сердцевины волоконного зонда.Вторая пара волокон (рис.
6в–6г) была выбрана для сравнения волокнасо ступенчатым профилем показателя преломления и микроструктурированного190−50 0 50X, мкм403020100(б)Z, мкмZ, мкм(а)−5 05X, мкм(д)−50 0 50X, мкм403020100−5 05X, мкм(е)Z, мкм6040200−5 05X, мкм403020100(в)403020100−4−2 0 2 4X, мкм(ж)−5 05X, мкм(г)Z, мкм0200Z, мкм200400Z, мкмZ, мкмZ, мкм4003020100−4−2 0 2 4X, мкм(з)Рис. 6: Карты функции ψ(r,z), рассчитанные для расположенных в воздухе волоконных зондов с различными с диаметрами сердцевины a0 и числовой апертуройN A: (а) a0 = 90 мкм, N A = 0.22; (б) a0 = 50 мкм, N A = 0.22; (в) a0 = 9 мкм,N A = 0.1; (г) a0 = 6 мкм, N A = 0.6; (д) a0 = 4 мкм, N A = 0.6; (е) a0 = 2 мкм,N A = 0.6; (ж) a0 = 3 мкм, N A = 0.22; (з) a0 = 1.4 мкм, N A = 0.3.волокна.
Первое волокно имело диаметр сердцевины 9 мкм и численную апертуру 0.1, второе – 6 мкм и 0.6, соответственно. Характерная глубина сбора в этомслучае составила 60 мкм для первого волокна и 12 мкм для второго, в то времякак мощность собранного отклика имела вид P ∝ 0.006ΦP0 и P ∝ 0.025ΦP0 , соответственно. По результатам сравнения этой пары волокон можно утверждать,что использование МС волокон даёт как увеличение мощности собранного флуоресцентного отклика даже при малых размерах сердцевины, так и увеличениелокальности.В третьей паре (рис.
6д–6е) сравнивались два МС волокна с различными диаметрами сердцевины (4 мкм и 2 мкм) и одинаковыми числовыми апертурами (0.6). Характерная глубина сбора для каждого из волокон составила 8и 4 мкм, мощность собранного флуоресцентного отклика – P ∝ 0.027ΦP0 иP ∝ 0.011ΦP0 .Наконец, в качестве четвёртой пары (рис. 6ж–6з) были выбраны волокна, изкоторых состоят коммерчески доступные пучки. Это МС волокна с диаметрамисердцевины 3 и 5 мкм и числовой апертурой 0.22. Характерная глубина сбора в ихслучае составляет 18 и 28 мкм, мощность собранного флуоресцентного сигналаP ∝ 0.0028ΦP0 и P ∝ 0.0056ΦP0 .Была исследована дополнительная возможность повышения локальностиволоконного зондирования, связанная с двухфотонным возбуждением.
Для это20150100100Z, мкмZ, мкм150500−10 −505X, мкм10500−10 −5Мощность, отн. ед.(а)05X, мкм10(б)10.80.60.40.20100200300Расстояние, мкм400500(в)Рис. 7: Карты функции ψm (r,z) для (а) однофотонного с длиной волной накачки532 и (б) двухфотонного (m = 2) с длиной волной накачки 1064 оптического зондирования тканей мозга с учётом рассеяния с помощью волоконного эндоскопа.(в) Результаты экспериментов (точки) и их сравнение с теоретическим расчетом(линии) локальности волоконно-оптического зондирования в случае двухфотонного (красный цвет) и однофотонного (зеленый цвет) возбуждения флуоресценции в тканях мозга.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
