WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 23 |
МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИНФОРМАЦИОННЫХ ТЕХНОЛОГИЙ, МЕХАНИКИ И ОПТИКИ В. Г. Беспалов, С. А. Козлов, В. Н. Крылов, С. Э. Путилин ФЕМТОСЕКУНДНАЯ ОПТИКА И ФЕМТОТЕХНОЛОГИИ Учебное пособие Санкт-Петербург 2010 УДК 535+519.7; 681.3.01 Беспалов В.Г., С. А. Козлов, Крылов В.Н., Путилин С.Э.

ФЕМТОСЕКУНДНАЯ ОПТИКА И ФЕМТОТЕХНОЛОГИИ - СПб: СПбГУ ИТМО, 2010 – 234 с.

В учебном пособии рассмотрены физические основы фемтосекундной оптики, экспериментальные методы фемтосекундной оптики и фемтотехнологии. Предназначено для бакалавров и магистров, обучающихся по направлению «фотоника и оптоинформатика», а также для студентов других оптических и информационных специальностей.

Рекомендовано к печати ученым советом факультете фотоники и оптоинформатики в качестве учебного пособия для студентов высших учебных заведений, обучающихся по направлению подготовки 200600 – «Фотоника и оптоинформатика», материалы рукописи «Фемтосекундная оптика и фемтотехнологии» авторов Беспалова В.Г., С. А. Козлова, Крылова В.Н., Путилина С.Э. решением № 4 от «14» декабря 2010 г.

В 2009 году Университет стал победителем многоэтапного конкурса, в результате которого определены 12 ведущих университетов России, которым присвоена категория «Национальный исследовательский университет».

Министерством образования и науки Российской Федерации была утверждена Программа развития государственного образовательного учреждения высшего профессионального образования «СанктПетербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики» на 2009–2018 годы.

© Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, 2010 © Беспалов В.Г., С. А. Козлов, Крылов В.Н., Путилин С.Э., 2010 2 Оглавление:

Часть 1. Теоретические методы фемтосекундной оптики........................ 5 § I.1. Принципы построения уравнений динамики поля фемтосекундных световых импульсов......................................................................................... § I.2. Нелинейные уравнения динамики поля плоских волн......................... § I.3. Нелинейные уравнения динамики поля параксиальных волн........... § I.5. Линейные уравнения эволюции спектров непараксиальных волн... § I.7. Уравнения эволюции спектров фемтосекундных световых импульсов как обобщение уравнений динамики их полей......................... § I.8. Самовоздействие фемтосекундных световых импульсов в волноводах....................................................................................................... I.8.1. Дисперсионное расплывание фемтосекундных световых импульсов..................................................................................................... 1.8.2. Сверхуширение временного спектра фемтосекундных световых импульсов..................................................................................................... 1.8.3. Формирование предельно коротких оптических солитонов....... I.8.4. Вынужденное комбинационное рассеяние фемтосекундных световых импульсов................................................................................... 1.8.5. Самоиндуцированное изменение поляризации фемтосекундных световых импульсов................................................................................... § I.9. Взаимодействие фемтосекундных световых импульсов в волноводах....................................................................................................... § 1.10. Самофокусировка фемтосекундных световых импульсов в объемных средах............................................................................................ 1.Литература................................................................................................ Часть 2. Экспериментальные методы фемтосекундной оптики........... Введение.......................................................................................................... §2.1. Синхронизация мод и компенсация дисперсии резонатора............. §2.2. Фемтосекундные лазеры..................................................................... §2.2.1. Лазер на красителе со сталкивающимися импульсами............. §2.2.2. Титан-сапфировый лазер............................................................§2.2.3. Волоконный лазер. Кольцевой волоконный лазер......................§2.2.3. Yb:KYW лазер................................................................................§2.3. Усиление фемтосекундных импульсов.............................................§2.3.1. Принципы усиления чирпированных импульсов......................... §2.3.2. Электрооптическая ячейка Поккельса и изолятор Фарадея..§2.3.3. Регенеративный усилитель......................................................... §2.3.4. Многопроходный усилитель.......................................................§2.4. Измерение длительности и амплитудно-фазовых фемтосекундных импульсов......................................................................................................§2.4.1. Автокорреляционные методы.................................................... §2.4.2. Методы измерения амплитудно-фазовых характеристик импульса....................................................................................................Дополнение 1.



Методы измерения энергетических параметров сверхкоротких импульсов............................................................................ Дополнение 2. Фемтосекундная лазерная установка на кристаллах титан-сапфира Центра фемтосекундной оптики и фемтотехнологий СПбГУ ИТМО............................................................................................... 2. Литература.............................................................................................. Часть 3. Фемтотехнологии.......................................................................... §3.1. Терагерцовая оптика и технологии.................................................. §3.2. Генерация импульсного терагерцового излучения с помощью оптического пробоя воздуха....................................................................... §3.3. Детектирование импульсного терагерцового излучения с помощью фотопроводящих антенн............................................................................ §3.4. Терагерцовая спектроскопия с разрешением во времени...............§3.5. Формирование изображений терагерцовым излучением...............§3.6. Влияние оптических терагерцовых излучений на биологические объекты, воду и органические молекулы, содержащие воду..................§3.7. Применения фемтосекундных лазеров в медицине и биологии.....Дополнение 1. Применения ТГц –спектроскопии с разрешением во времени..........................................................................................................3. Литература..............................................................................................КАФЕДРА ФОТОНИКИ И ОПТОИНФОРМАТИКИ.......................... Часть 1. Теоретические методы фемтосекундной оптики После революционного события в оптике – создания лазеров – совершенствование источников световых сигналов шло естественным путем освоения все новых и новых временных диапазонов. За четыре «лазерных» десятилетия путь сокращения временных масштабов был пройден от получаемых в режиме свободной генерации микросекундных длительностей до казавшегося еще недавно фантастичным фемтосекундного (1 фс = 10-15 с) [1, 2], а к началу нового века – даже аттосекундного диапазона (1 ас = 10-18 с) [3].

Распространение фемтосекундного излучения в оптических средах без разрушения вещества (по крайней мере, за сверхкороткую длительность импульса) оказалось возможным при гораздо больших интенсивностях, чем для более длинных импульсов [4]. Это привело к возможности свободно наблюдать нелинейные явления, которые в поле импульсов больших длительностей наблюдаются редко. Например, достаточно необычное даже для пикосекундного диапазона явление сверхуширения временного спектра излучения, когда ширина спектра становится соизмеримой с его центральной частотой [5], в поле фемтосекундных импульсов наблюдается практически во всех прозрачных средах [6, 7]. Это явление, по-видимому, можно считать фундаментальным в фемтосекундной нелинейной оптике. Оно сопровождает как самовоздействие импульсов в волноводах [8–12], так и их самофокусировку в объемных средах [6, 7, 13]. Явление сверхуширения временного спектра называют также генерацией спектрального суперконтинуума.

Сфазировав фемтосекундный спектральный суперконтинуум, можно получать импульсы, состоящие лишь из нескольких колебаний светового поля [14–16]. Их обычно называют предельно короткими. При этом под предельно малым подразумевают число колебаний в импульсе, но не сам его временной размер. Таким образом, к предельно коротким относят и получаемые другими методами субпикосекундные импульсы из малого числа колебаний электромагнитного поля со спектром в дальней ИК области [17, 18], и импульсы УФ спектра с длительностями аттосекундного диапазона [3, 16, 19, 20]. Отметим, что для видимого и ближнего ИК диапазонов спектра около десятка и менее полных колебаний поля волны содержится в импульсах длительностью 30–20 фс и менее, которые получают уже во многих научных центрах, в том числе и лабораториях авторов этой книги.

Привычный и эффективный в нелинейной оптике метод медленно меняющихся огибающих квазимонохроматических импульсов перестает быть плодотворным при описании динамики импульсов со сверхуширенными спектрами, в том числе предельно коротких длительностей [1, 21]. Поэтому в последние годы много внимания было уделено как модификации этого метода [16, 21–26], так и разработке новых теоретических подходов. Среди последних наибольшее развитие получил полевой подход [27–37], в рамках которого анализируется динамика непосредственно поля импульса, а не его огибающей. Рассмотрим основные положения и результаты такого подхода при развитии теории взаимодействия фемтосекундного излучения с веществом.

§ I.1. Принципы построения уравнений динамики поля фемтосекундных световых импульсов В этом параграфе мы продемонстрируем основные принципы построения полевых уравнений для случая поперечно однородных плоских волн.

Такую идеализацию можно считать в первом приближении оправданной, например, при анализе распространения фемтосекундного излучения в волноведущих структурах, в которых возможно пренебречь наличием продольной составляющей поля, при докритических мощностях самофокусировки излучения в этих структурах [12].





В таком предположении уравнения Максвелла для практически важного случая (которым мы в этой части книги и ограничимся) немагнитных диэлектрических сред приводятся к виду [39] 22 2 E 1 E 4 PL 4 PNL -= +, (I.1.1) 2 2 2 2 2 2 z c t c t c t где E – электрическое поле световой волны, PL – линейный по полю поляризационный отклик среды, PNL – нелинейная часть поляризационного отклика, z – пространственная координата, вдоль которой распространяется излучение, t – время, c – скорость света в вакууме.

Важнейшим требованием к математической модели распространения в оптической среде фемтосекундного излучения, спектр которого, как было указано выше, в процессе его самовоздействия может стать очень широким, является правильное описание в значительном спектральном диапазоне дисперсии как линейной, так и нелинейной части поляризационного отклика. Обсудим вначале, как модифицировать уравнение (I.1.1) для описания распространения импульсов с широким спектром в линейной среде ( PNL = 0 ) [39, 40]. Зависимость линейного n показателя преломления изотропных оптических сред от частоты света в диапазоне их прозрачности с практически сколь угодной точностью может быть описана соотношением вида [41] n2( ) = N0 + 2cN0a2 + 2cN0a14 +…- 2cN0b-2 - 2cN0b1-4 …, (I.1.2) где N0, a, a1, …, b, b1, …– эмпирические константы дисперсии среды.

Дисперсионное соотношение (I.1.2) порождает волновое уравнение вида 2E N0 2E 2N0 4E 2N0 6E -= - a + a1 -….

z2 c2 t2 c t4 c t 2N0 2N0 t t + bE - b1 dt Edt +… (I.1.3) cc - Это утверждение проверяется путем нахождения частного решения уравнения (I.1.3) для монохроматической волны вида i kz-t ( ) E = e + кс., (I.1.4).

где – амплитуда спектральной компоненты излучения, k() – волновое число. Легко убедиться, что (I.1.4) является решением уравнения (I.1.3), c если показатель преломления n()= k() зависит от частоты в соответствии с соотношением (I.1.2).

z Уравнение (I.1.3) описывает распространение импульсов вдоль оси как в прямом, так и в обратном направлениях. Если нас интересует эволюция напряженности электрического поля световых импульсов, распространяющихся только в одном (например, в положительном) z направлении оси, то целесообразно перейти к новым переменным N z = z, = t - z, в которых уравнение (I.1.3) приводится к виду c 2E 2N0 2E 2N0 4E 2N0 6E -= - a + a1 -… z c z c 4 c 2N0 2N + bE - b1 d Ed +…. (I.1.5) cc - Используя часто применяемое в теории волн, например, акустических, приближение медленно меняющегося временного профиля поля импульса [38] (т.е. считая изменения профиля поля импульса на длине, соизмеримой с центральной длиной волны, малыми), пренебрежем в (I.1.5) слагаемым 2E 2. После этого, проинтегрировав (I.1.5) по времени, получаем z волновое уравнение вида E 3E 5E. (I.1.6) - a + a1 -… + b Ed - b1 d d Ed +… = z 3 - - - z Укороченному (с первой по производной) волновому уравнению (I.1.6) отвечает дисперсионное соотношение n( ) = N0 + ca2 + ca14 + … - cb-2 - cb1-4 - …. (I.1.7) Таким образом, приближение медленно меняющегося профиля в нашей задаче заключается в замене в дисперсионном соотношении (I.1.2) n2 величины - N0 2N0 (n - N0 ) на. Поскольку формула (I.1.7) также с хорошей точностью описывает дисперсию показателя преломления оптических материалов в диапазоне их прозрачности [41], то плодотворное в акустике приближение медленно меняющегося профиля волны вполне оправдано и в оптике прозрачных сред. Подчеркнем, что с помощью уравнения (I.1.6) можно описывать дисперсионную динамику поля не только плоской поперечно однородной волны, но и неоднородной моды в волноводе [42]. Это важно, поскольку, например, в капилляре волноводная дисперсия может качественно менять общую дисперсию полого волновода. Так, если он заполнен инертным газом с нормальной групповой дисперсией, то волноводный вклад позволяет реализовать в такой структуре и аномальную групповую дисперсию [36, 42].

Сопоставляя уравнения (I.1.1) и (I.1.3), несложно убедиться в том, что обобщением уравнения (I.1.3) на случай нелинейной среды является уравнение вида 2E N0 2E 2N0 4E 2N0 6E - =- a + a1 -…+ z2 c2 t2 c t4 c t 2N0 2N0 t t 4 2PNL + bE - b1 dt Edt +…+ cc с2 t2. (I.1.8) - Если нелинейность поляризационного отклика не приводит к появлению излучения в обратном направлении, то, применив приближение медленно меняющегося профиля (по физической сути означающее приближение однонаправленного распространения) к уравнению (I.1.8), получаем укороченное нелинейное волновое уравнение вида E 3E 5E - a + a1 -…+ b Ed - b1 d d Ed +… z 3 - - - 2 PNL +=. (I.1.9) cNАнализируя решения системы из волнового уравнения (I.1.9) и PNL материальных уравнений для нелинейного поляризационного отклика, можно выявлять особенности распространения фемтосекундных импульсов в зависимости от их начальных энергетических, поляризационных, временных и спектральных параметров.

Pages:     || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 23 |










© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.