Диссертация (1104775), страница 9
Текст из файла (страница 9)
Использование линейно чирпированных сверхкоротких импульсов оказывается полезно не только длядоставки излучения до объекта исследования, но и позволяет радикально повысить чувствительность, селективность и спектральное разрешение когерентныхметодик спектроскопии комбинационного рассеяния. Осуществляя с помощьюмодулированных по фазе импульсов спектральную фокусировку широкополосного излучения, открывается возможность гибко контролировать спектральное разрешение методики, динамично перестраивать частоту возбуждения и проводитьряд дополнительных техник многофотонной микроэндоскопии.1.5 Световодные синтезаторы однопериодных импульсовДинамика электронов в атомах и ионах представляет собой один из основных процессов, определяющих свойства материи.
Её непосредственное исследование затруднено тем, что характерные времена, на которых она развивается, имеют порядок сотен и меньше аттосекунд. Для того, чтобы разрешить столь быстрый процесс, требуется импульс сравнимой длительности. Сложность полученияподобных импульсов наглядно демонстрирует тот факт, что первые аттосекундные волновые формы в виде серии из гармоник оригинального излучения былиполучены [101] почти три десятилетия назад, однако генерация одиночного аттосекундного импульса была показана только в 2001 году [102].Получение аттосекундных волновых форм основано на использовании явления генерации высших гармоник, при котором внешнее переменное электрическое поле вызывает ионизацию атома за счёт туннельного эффекта, разгоняетполучившийся электрон, а затем вынуждает его рекомбинировать с выделениемэнергии в виде электромагнитного излучения на частотах, кратных частоте полянакачки [103]. Для получения одиночного импульса необходимо тем или инымобразом ограничить количество повторений этого процесса.
Одним из способовявляется использование в качестве накачки однопериодных импульсов, то естьимпульсов, длительность которых совпадает с периодом колебаний несущей.37Основываясь на сказанном выше, можно составить перечень свойств накачки для генератора одиночных аттосекундных импульсов. В первую очередь, этодолжен быть источник импульсов с длительностью, близкой к периоду колебаний несущей на заданной длине волны.
Кроме того, необходим точный контрольразности фаз между несущей и огибающей. Наконец, эффективность ионизацииатомов напрямую зависит от напряжённости поля, и, следовательно, интенсивности импульса накачки.Подобную комбинацию свойств могут обеспечить оптические волокна.Сжатие импульса может быть обеспечено за счёт сочетания эффекта солитоннойсамокомпрессии и оптических ударных волн, возникающих при распространенииимпульса в волокне как часть его нелинейной динамики. В результате возникают волновые формы, объединяющие в себе свойства ударных волн и солитонов[104]. В упомянутой работе для получения однопериодных импульсов использовалось полое волокно с оболочкой типа «кагоме», что определило сразу несколькопреимуществ этой схемы.
Во-первых, она позволяет сжимать интенсивные (>1014Вт/см2 ) и мощные (>1 ГВт) импульсы. Во-вторых, весь процесс происходит в пределах одного волновода и одной пространственной моды. В-третьих, схема имеетсущественный потенциал масштабируемости по энергии и спектру за счёт возможность менять заполняющий волокно газ, и, следовательно, его ионизационный потенциал, и диаметр сердцевины.Контроль фазы несущей относительно огибающей также может быть достигнут за счёт использования оптических волокон [105]. Основной задачей здесьявляется получение волновой формы, в которой электрическое поле имеет одинявно выраженный пик. Для этого максимум огибающей должен совпадать с максимумом несущей, и ширина огибающей во временном представлении должнабыть близка к периоду несущей.
В таком случае в пределах одного импульса накачки возникает только одна область, в которой идёт эффективная генерация аттосекундного излучения.Увеличение эффективности генерации импульсов достигается разными путями. Конструкция волокна играет очень существенную роль: полые волноводыпозволяют достигать гораздо больших интенсивностей, чем твердотельные. Другой метод повышения эффективности основан на использовании волокна для получения сверхширокого спектра и дальнейшем делении его на части по длинамволн [105; 106]. Каждая из них затем сжимается отдельно, и все они сводятся вместе на одну и ту же «мишень» для получения аттосекундного излучения.38МишеньПолое волокноКомпрессорАС импульсРисунок 1.7: Схематическое изображение генерации изолированных аттосекундных импульсов с использование световодного синтезатора однопериодных импульсов.Использование волокон позволяет реализовывать и гораздо более сложныесхемы, например, генератор перестраиваемых по длине волны однопериодныхимпульсов [107].
Если рассматривать динамику импульса в волокне после Lf iss ,то моделирование показывает [76], что его длительность начинает увеличиваться. Однако, если использовать полый волновод, заполненный молекулярным водородом, и импульсы длительностью меньшей, чем характерный период колебаний молекулы водорода, возникает заметно другая картина. Сверхкороткий импульс возбуждает колебания молекул водорода, которые, в свою очередь, вызывают сдвиг импульса в красную сторону. После того, как импульс максимальносжимается, этот же красный сдвиг обеспечивает изоляцию солитонной части поля от несолитонной как во временно́м, так и в частотном представлениях.
За счётувеличения |∂ 2 β/∂ω2 | происходит уменьшение ширины спектра солитонной части и, соответственно, увеличение её длительности. Когда длительность становится существенно больше, чем период колебаний молекулы водорода, солитонная часть теряет возможность возбуждать колебания. Таким образом, центральнаядлина волны солитонной части оказывается зависящей от длины распространенияи пиковой мощности исходных импульсов.Основным применением аттосекундных импульсов является исследованиесверхбыстрых процессов, в частности, электронной динамики. До появления методов генерации аттосекундных импульсов с нужными характеристиками исследователи были ограничены рассмотрением электронной динамики ионных [108;109] или гибридных [110] систем — т.е.
когерентностей между связанными состояниями и состояниями континуума. Они создаются либо путём ионизации атомов[108; 111] или молекул [109] в сильном поле — в этом случае быстрота ионизацииобеспечивается сильной нелинейностью процесса, — либо с помощью прямой39фотоионизации [110; 112; 113] с использованием широкополосных аттосекундных импульсов дальнего ультрафиолетового диапазона. Одновременно создавались методики обнаружения динамики электронов, следующей за возбуждением,такие как метод аттосекундной спектроскопии поглощения [108; 114], двукратнаяионизации однократно ионизированного образца [111; 112] или метод интерферометрии высших гармоник [109; 115].Наглядной демонстрацией использования аттосекундных импульсов является работа [116], в которой была впервые выполнена задача наблюдения в реальном времени движения электронов в ионах благородного газа.
Газ ионизировалсяс помощью лазерного импульса длительностью 2.5 фс, с длиной волны около 750нм (ближнее инфракрасное излучение). В качестве пробного использовался импульс длительностью 150 ас с энергией фотона 80 эВ (дальний ультрафиолет). Вкачестве мишени использовалась квазистатическая ячейка, наполненная атомамикриптона. Площадь фокусировки УФ пучка была гораздо меньше, чем площадьфокусировки ИК пучка, таким образом, динамика электронов, сопровождающаяионизацию, исследовалась вблизи оптической оси, что позволяло пренебречь радиальной зависимостью интенсивности пучка. Был снят спектр поглощения криптона как функция задержки между импульсами.
В результате впервые была получена времяразрешённая динамика ионизации атома лазерным импульсом.40Глава 2. Методика моделирования нелинейных явлений.2.1 Численное решение нелинейного уравнения Шредингера для расчётараспространения излучения в волокне.Распространение лазерных импульсов в оптическом волокне моделируетсяс помощью обобщенного нелинейного уравнения Шредингера (ОНУШ) [117].ОНУШ учитывает линейно-оптические (дисперсия) и нелинейно-оптические(мгновенный и задержанный эффекты Керра, ионизация) эффекты, приводящиек транформации импульса.
ОНУШ может быть записано в виде∂A= LA + N L[A] + P L[A],∂z(2.1)где A = A(t,z) – скалярная комплексная амплитуда электрического поля импульсав волокне, z – пространственная координата вдоль оси волокна, t = t1 –z/V – время в системе отсчета, движущейся вместе с импульсом, t1 – время в лабораторнойсистеме отсчета,( )∞∑∂βn iLA =,(2.2)∂tn−2оператор дисперсии, βn – коэффициенты разложения постоянной распространения β(ω) [117] в ряд Тейлора около центральной частоты импульса ω0 :β(ω) =∞∑βn (ω − ω0 )n ,(2.3)n=0и V = β−11 – групповая скорость на центральной частоте импульса.
Второй членправой части ур. (2.1) представляет нелинейный отклик связанных электронов(∫ ∞)2N L[A] = γTR(τ) |A(t − τ,z)| dτ A,(2.4)0где γ = n2 ω0 /Sc – коэффициент нелинейности для распространяющейся моды,связанный с нелинейным показателем преломления среды n2 и эффективной площадью моды S, c – скорость света в вакууме, T = 1 + i/ω0 ∂/∂t – оператор самоукручения, вводящий эффекты зависимости групповой скорости от интенсивности импульса. Функция R(τ) описывает мгновенную (электронную) и инерцион-41ную (связанную с колебаниями молекул) нелинейности()1R(τ) = (1 − fR )δ(τ) + fR ΩR 1 + 2 2 e−τ/TR sin(ΩR τ),TR ΩR(2.5)где fR – доля задержанного отклика в общем нелинейном отклике вещества волокна, TR – характерное время затухания колебаний молекул, ΩR – характернаячастота колебаний молекул, δ(τ) – дельта-функция Дирака. Для плавленного кварца n2 = 3.45 10-16 см2 Вт-1 , fR = 0.18, TR = 32 фс, Ω−1R = 12 фс/радиан. Третий членв правой части ур.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
