principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 64
Текст из файла (страница 64)
Из схемы распространения лучей на рис. 17.9 ясно, что особенно сильная фаэовая самомодуляция должна возникать в приосевой части пучка, в его хвосте. Предполагая заданным распределение интенсивности в имеющем форму горна импульсе, мы можем рассчитать Ьи (э, 1), а значит и нелинейную добавку к фазе Лу(Ф).
В рассматриваемом случае Лу может быть очень большим из-за большой длины динамического каналирования; в то же время нарастание и спад Л~р(~) по-прежнему происходят в пикосекундном масштабе времени. Спектральное уширение может, следовательно, достигать нескольких сотен или даже нескольких тысяч обратных сантиметров. Уширение спектра также носит квааипериодический характер и может быть больше с антистоксовой стороны, если время спада Л~р(1) мало. Сильные уширения спектра мощных пикосекундных импульсов, простирающиеся на несколько тысяч обратных сантиметров [47], возникают и в твердых телах, и в жидкостях, где ориентационный вклад в нелинейный показатель преломления заведомо мал.
Среди возможных причин можно назвать фаэовую самомодуляцию, обусловленную фотопреионизацией, предшествующей оптическому пробою [48]. С другой стороны, было высказано предположение, что такое уширение может быть связано с процессом четырехволнового смешения [49]. Так или иначе, широкополосное излучение имеет огибающую в виде пикосекундного импульса, и, следовательно, его можно использовать в пикосекундной спектроскопии в качестве перестраиваемого пикосекундного источника. Большое значение приобрела схема использования фазовой самомодуляцпи, когда сверхкороткий импульс сначала испытывает в нелинейной среде фазовую самомодуляцию, а затем отражается от пары дифракционных решеток, работающих как устройство для сжатия фазово-модулированного оптического излучения. В результате возможно полученпе 314 значительно более короткого импульса на выходе.
Так, например, экспериментально было получено сжатие импульса длительностью 90 фс до длительности 30 фс (50] «). Пространственная фазовая самомодуляция на поперечном профиле пучка проявляется в виде искажения волнового фронта и приводит, как было показано выше, к самофокусировке, если среда имеет достаточную протяженность. В тонком слое среды также может возникнуть сильная пространственная фазовая самомодуляция, однако сжатие в среде пучка вследствие самофокусировки почти Рпс. 17Л5. Картина дифракцви луча вепрерыввого аргонового лазера, прошедшего через плевку вематического жидкого кристалла толщиной 300 мкм (5Ц неааметно.
Этот случай совершенно аналогичен фааовой самомодуляции во времени. Для пучка с близким к гауссовскому поперечным профилем изменение фазы Лф(г) в поперечном направлении имеет колоколообразную форму с центром при г = О. Если (Лф(г)) намного больше 2я, то спектр мощности сигнала на выходе в пространстве поперечных компонент )с г волнового вектора должен иметь минимумы и максимумы, обусловленные конструктивной н деструктивной интерференцией.
При проецировании на экран они имеют вид интерференционных колец. Число ярких колец приблизительно определяется натуральным числом, ближайшим по величине, но меньшим [Лф(г)) /2я, а диаметр крайнего внешнего кольца определяется максимальным наклоном кривой Лф(г) в точке пе- «) 0 современном прогрессе этой техиики см., например, (2«). (Примеч. ред.) Зтй региба. Такой эффект был экспериментально продемонстрирован на пленке нематического жидкого кристалла [51]. В такой среде прн использовании луча непрерывного лазера с интенсивностью в несколько сотен ватт на квадратный сантиметр может индуцироваться большая величина Лп (см. раздел 16.2). В пленке нематического жидкого кристалла толщиной несколько сотен микрон легко можно получить максимальное значение Лу, составляющее несколько десятков 2я радиан. При этом наблюдалось до 100 колец интерференции.
Пример показан на рис. 17.15. 17.8 Самообостреиие импульса и самодефокуснровка В этом раэделе мы дадим качественное описание процессов само- обострения импульсов и самодефокусировки. Детали, относящиеся к этим двум явлениям, читатели могут найти в литературе. Самообострение импульса происходит, когда групповая скорость света аависит от его интенсивности вследствие светоиндуцированного изменения Лп (52]. Если нелинейная добавка тЪп положительна и имеет мгновенный отклик, то эависимость скорости распространения света от интенсивности приводит к формированию крутого фронта на спаде импульса, что напоминает образование обычной ударной волны. Если стп отрицательно, то крутой фронт может сформироваться у передней части импульса е).
Однако этот тпп самообострения импульса, связанный только с аависящей от интенсивности частью Лп, экспериментально не наблюдался. С другой стороны, если групповая скорость имеет линейную дисперсию, например, когда частота лаэера лежит вблизи полосы поглощения, можно ожидать, что обострение импульса произойдет на гораадо меньшей длине.' Фаэовая самомодуляция модифицирует частотный спектр импульса; форма его иэмеияется за счет линейной дисперсии групповой скорости. Самообострение импульса экспериментально наблюдалось в парах КЬ с помощью импульсного лазера на красителе на частоте, лежащей немного ниже перехода г — р.
Полученные результаты хорошо согласуются с предсказаниями теории (53]. Самодефокуснровка возникает, если ып уменьшается с ростом интенсивности лазера, поскольку искаженно волнового фронта прн этом будет противоположным по отношению к случаю самофокусировки (54]. Так бывает, когда частота падающего иалучения окаэывается несколько ниже реаонансной линии поглощения.
Чаще всего самодефокусировка наблюдается в поглощающих средах, у которых оп!г(Т < О. Самодефокусировка, свяванная с лазерно-нндуцпрованным нагревом средьц получила название тепловой. Самодефокусировка, как и самофокусировка, свяэана с самоиндуцированнымн изменениями волнового фронта, однако теперь они инвертиро- «) В английском оригинале ееМ-а(еерещнй — самообострение; в отечественной литературе такой эфФект обычно нааыеают генерацией ударнык волн огибающей — см., например, [2«).
(Примеч. ред.) Зтб ваны, фазовая скорость на оси пучка больше, чем на периферии. В отличие от самофокусировки для теоретического описания самодефокусировки можно использовать приближение геометрической оптики, так как дифракция в этом случае влияет слабо 455). Нелинейная среда действует как тонкая или толстая рассеивающая линза в аависимости от того, является поглощение слабым или сильным. 12 Рис. 17дб. Тепловая дефоку- 0 сировка луча аргопового лазе- ра.
Приведена зависимостЫ расходимости пучка от мощ- ности при распростравекии в у кювете с водой длиной = 44 см для равных коэффи- 0 циеитов поглощения )57) 0 ЕО 00 120 Р, иэт Из-за того что изменение фазы в поперечном сечении пучка, близкого к гауссовскому, имеет вид колоколообразной кривой с центром в точке г = О, при дефокусировке можно наблюдать аберрационные кольца, если )1х~р(г) ) много больше 2я (56). Тепловац дефокусировка легко наблюдается даже в слабо поглощающей среде.
На рис. $7Л6 приведен пример зависимости расходимости пучка от входной мощности и коэффициента поглощения )57). Высокая чувствительность расходимости пучка к наличию даже малого поглощения в среде была положена в основу использования тепловой самодефокусировки в качестве спектроскопического 12 Рис. 47Л7. Зависимость мощности прошедшей череа диафрагму части испытавшего тепловую дефокусировку пучка от мощности пучка арго- нового лазера иа входе.
Длина волкы лазера 488 км. На рисуике иаображеп ограничитель мощвости: ТЛ вЂ” тепловая линза, Д вЂ” диафрагма, П вЂ” приемник )58) О 0 10 20 20 ФО 00 00 Р „иэт метода )56). Этим методом можно легко измерять коэффициенты по- глощения меньшие $0 '. Другим приложением тепловой дефокуси- ровки является соадание ограничителя мощности лазерного излу- чения 459), принцип действия которого ясен из рис. 47 47. Глава 18 МНОГОФОТОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ Среди множества спектроскопических методов, которые революционизировали область оптической спектроскопии, многофотонная спектроскопия, несомненно, является одной иа важнейших.
С ее помощью можно зондировать воабужденные состояния, которые нельзя достичь путем однофотонных переходов. Многофотонные процессы позволяют исследовать и переходы между вовбужденными состояниями. В предыдущих разделах уже были рассмотрены методы спектроскопии комбинационного рассеяния и двухфотонного поглощения. Являясь частными случаями многофотонной спектроскопии, они обладают многими присущими ей особенностями.
В данной главе, помимо общего рассмотрения метода, мы особый упор сделаем па применениях многофотонной спектроскопии. 18Л Общее рассмотрение ааногофотонная спектроскопия основана на том факте, что при наличии мощных лазерных источников можно с большой вероятностью индуцировать многофотонные переходы, которые легко можно зарегистрировать. Пусть вероятность и-фотонного перехода иа состояния !б> в состояние 1)>, показанного на рис.
18Л, равна И~' ' авЧ,(в,) ...1„(в„)/(й"в,... в ), (18.1) где аоо — сечение процесса (для простоты мы предполагаем, что о'в — скаляр), а 1,(в,) — интенсивности лазерных полей на частотах вь Изменение населенности возбужденного состояния рп — ре~ списывается уравнением (18.2) которое можно решить непосредственно, если И""' мало, так что разность населенностей (р„— рп) в правой части (18.2) можно аппроксимировать ее вначением при тепловом равновесии ре~ — ф. Стационарное решение принимает вид р — р~ г= И~юТ (р~ — ре ) = ооЯТ„1 ...
1„(ре — рс~ )l(В"в~... в„). (18.3) Возбуждение может быть большим, если велики аоо п 1„..., 1„. з~з Выражение для сечения многофотонного возбуждения и'"1 можно получить в и-м порядке теории возмущений. Мы опишем реэультат лишь качественно. Сечение пропорционально !АР, где А содержит много членов. Каждый иэ них содержит в числителе и матричных элементов, связывающих начальное и конечное состояния черен множество промежуточных состояний, а в знаменателе (и — 1у соответствующих частотных множителей.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
