авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 11 |
-- [ Страница 1 ] --

“ОПТИКА-2005”

ТРУДЫ ЧЕТВЕРТОЙ МЕЖДУНАРОДНОЙ

КОНФЕРЕНЦИИ МОЛОДЫХ

УЧЕНЫХ И СПЕЦИАЛИСТОВ

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ

17-21 октября 2005

Санкт-Петербург

2005

Оптика-2005. Труды четвертой международной конференции молодых

ученых и специалистов “Оптика-2005”. Санкт-Петербург, 17-21 октября

2005. / Под ред. проф. В. Г. Беспалова, проф. С.А. Козлова. СПб: СПбГУ

ИТМО, 2005. 398 с., ил.

Данная книга представляет собой труды четвертой международной конференции молодых ученых и специалистов “Оптика-2005”, прошедшей 17-21 октября 2005 года. В ней содержатся работы молодых ученых и специалистов, посвященные проблемам современной оптики, в том числе по нелинейной и когерентной оптике, оптическому приборостроению, оптическим материалам и технологиям, физической оптике, спектроскопии, оптике и образованию, физике лазеров и лазерным технологиям и оптике анизотропных сред.

ISBN 5-7577-0277-X © Авторы, © Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 Четвертая международная конференция молодых ученых и специалистов «Оптика-2005»

Санкт – Петербург, Россия, 17 октября – 21 октября 2005 г.

Конференцию проводят:

Оптическое общество им. Д.С. Рождественского (ООР) Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики (СПбГУ ИТМО) Государственный оптический институт им. С.И. Вавилова (ГОИ) Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова (МГУ) Санкт-Петербургский государственный университет (СПбГУ) Открытое акционерное общество «ЛОМО», Санкт-Петербург Секция «Оптика» Дома ученых Российской академии наук

, Санкт-Петербург Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, Санкт-Петербург (ФТИ) Конференция проводится при участии:

Оптического общества Америки (OSA), Международного общества по оптической технике (SPIE), Международной комиссии по оптике (ICO) Конференцию поддерживают:

Министерство образования и науки Российской Федерации, Российский фонд фундаментальных исследований, Фонд некоммерческих программ «Династия», Комитет по науке и высшей школе Санкт-Петербурга, Международное общество по оптической технике, Оптическое общество Америки, Международная комиссия по оптике Сопредседатели конференции: В.Н. Васильев (СПбГУ ИТМО), Г.Т. Петровский (ООР, Санкт-Петербург) Председатель программного комитета: Е.Б. Александров (ФТИ, Санкт-Петербург) Заместители председателя: В.П. Кандидов (МГУ, Москва) С.А. Козлов (СПбГУ ИТМО)

Ученый секретарь: В.Г. Беспалов (ГОИ, Санкт-Петербург) Руководители семинара “Optoinformatics”: А.В. Павлов (ГОИ, Санкт-Петербург), M.L. Calvo Padilla (Madrid, Spain) 4 ОПТИКА – Российский программный комитет Г.Н. Герасимов (ГОИ, Санкт-Петербург) В.Н. Очкин (ФИАН, Москва) А.С. Горшков (ОАО «ЛОМО») Н.Н. Розанов (ГОИ, Санкт-Петербург) И.П. Гуров (СПбГУ ИТМО) С.В. Сазонов (КГУ, Калининград) И.А. Забелина (ООР, Санкт-Петербург) В.В. Самарцев (КФТИ, Казань) В.А. Зверев (Дом Ученых, Санкт- И.В. Соколов (СПбГУ) Петербург) Д.И. Стаселько (ГОИ, Санкт-Петербург) А.М. Желтиков (МГУ) А.И. Степанов (ГОИ, Санкт-Петербург) Ю.Л. Колесников (СПбГУ ИТМО) В.И. Строганов (ДВГУПС, Владивосток) Н.Д. Кундикова (ЮУрГУ, Челябинск) А.П. Сухоруков (МГУ) С.М. Латыев (СПбГУ ИТМО) А.С. Чирцов (СПбГУ) Ю.Т. Мазуренко (ГОИ, Санкт- С.М. Шандаров (ГУСУР, Томск) Петербург) С.А. Шленов (МГУ) В.А. Макаров (МГУ) Ю.Г. Якушенков (МГУГиК) А.И. Маймистов (МИФИ) Н.В. Никоноров (СПбГУ ИТМО) Международный программный комитет С.П. Апанасевич (Минск, Беларусь) А.Н. Фурс (Минск, Беларусь) Л.И. Буров (Минск, Беларусь) T. Alieva (Madrid, Spain) И.А. Гончаренко (Минск, Беларусь) M.J. Bastiaans (Eidhoven, Netherlands) З.М. Казакбаева (Бишкек, Киргизия) P. Cheben (Ottawa, Canada) Л.И. Конопальцева (Киев, Украина) V. Kreinovich (El-Paco, USA) С.О. Костюкевич (Киев, Украина) D. Marini (Milano, Italy) Л.И. Муравский (Львов, Украина) G. Moagar-Poladian (Bucharest, Romania) С.Ю. Михневич (Минск, Беларусь) A.V. Okishev (Rochester, USA) Л.В. Поперенко (Киев, Украина) D. Rakovic (Belgrade, Serbia) И.У. Примак (Могилев, Беларусь) V. Udaltsov (Metz, France) А.Л. Толстик (Минск, Беларусь) САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 Секция 1. Нелинейная и когерентная оптика ВЛИЯНИЕ ЧАСТИЦ АТМОСФЕРНОГО АЭРОЗОЛЯ НА ЗАРОЖДЕНИЕ ФИЛАМЕНТОВ В ЛАЗЕРНОМ ПУЧКЕ Качан Е.П., Милицин В.О.

Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия Исследовано влияние когерентного рассеяния мощного лазерного излучения на частицах аэрозоля на процесс зарождения филаментов.

Разработана стратифицированная модель, позволяющая описать процесс рассеяния лазерного излучения при распространении в полидисперсном водном аэрозоле.

При распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе наблюдается явление филаментации, которое проявляется в концентрации энергии в узкой области порядка 100 мкм на расстояниях несколько сот метров. Явление сопровождается генерацией оптического суперконтинуума, который рассматривается как перспективный источник для (широкополосного зондирования атмосферы) мониторинга окружающей среды1. Экспериментально процесс зарождения и формирования филаментов при взаимодействии импульса с отдельной частицей аэрозоля исследован в работе2. Теоретически это рассмотрено в3 на простейшей модели непрозрачного диска, заменяющего каплю воды.

В настоящем докладе представлена оригинальная стратифицированная модель когерентного рассеяния мощного лазерного излучения на ансамбле частиц водного аэрозоля. Модель основывается на представлении аэрозольной среды в виде последовательности слоев, в которых частицы сосредоточены в тонких аэрозольных экранах.

В численных экспериментах использовались следующие параметры. Длина волны излучения = 0.8мкм, радиус пучка a = 2.5мм, пиковая интенсивность в импульсе составляла I 0 = 3.5 1012 Вт/см 2, пиковая мощность пучка Ppic превышала критическую мощность самофокусировки Pcr в воздухе в 30-100 раз. Рассматривался аэрозоль с концентрацией частиц N = 100см 3, радиусом от 2 до 15 мкм.

На основе построенной модели установлено, что в импульсах высокой мощности центрами зарождения филаментов в лазерном пучке могут стать интерференционные максимумы интенсивности при когерентном рассеянии излучения на частицах аэрозоля. При этом процессе зарождение филаментов существенно зависит от размеров частиц. На примере монодисперсного аэрозоля показано, что при рассеянии на мелких частицах (2 мкм) интенсивность в пучке мощностью Ppic =100 Pcr уменьшается и расстояние до зарождения филамента возрастает по сравнению со случаем незамутненной среды. Тогда как при рассеянии на крупных частицах (15 мкм) возникают сильные интерференционные максимумы, которые при этой мощности излучения инициируют зарождение нелинейных фокусов, что существенно сокращает расстояние до начала формирования филамента.

С уменьшением мощности до Ppic =30 Pcr филаментация в монодисперсном аэрозоле не отличается от случая незамутненной среды. Это связано с тем, что при такой мощности излучения в максимумах интенсивности возмущений, вносимых каплями, содержится мощность меньше критической и это возмущение не приводит 6 ОПТИКА – к дальнейшему росту максимума и зарождению филамента. Полученную физическую интерпретацию подтверждают результаты тестового численного эксперимента по самофокусировке пучка при рассеянии на одной частице, находящейся на его оси.

Рис. 1. Зависимость интенсивности максимума пучка I от расстояния z для монодисперсного аэрозоля. r – радиус капель, R= Ppic/ Pcr Численный расчет для полидисперсного аэрозоля (концентрация частиц N = 100см 3 ), показал, что в присутствии капель с распределением по размерам, характерным для слоисто-кучевых облаков, также происходит образование нескольких максимумов. В условиях сильной нелинейности в импульсе с высокой пиковой мощностью на этих максимумах интенсивности образуются филаменты, случайно расположенные в пространстве.

1. J. Kasparian et al. Science, 301, №61, (2003) 2. F. Courvoisier et al., Appl.Phys.Lett., 83, №213, (2003) 3. M.Kolesik, J.V. Moloney, Opt. Lett., 29, №6, (2004) САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 УПОРЯДОЧЕННЫЕ ФИЛАМЕНТЫ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИМПУЛЬСА В ОБЪЕМЕ ПРОЗРАЧНОЙ СРЕДЫ Панов Н. А., Косарева О. Г.

Московский государственный университет им. М. В Ломоносова, Международный лазерный центр, Москва, Россия Методом статистических испытаний показана возможность управления многофиламентацией мощного фемтосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере с помощью введения в лазерный пучок на выходе системы усиления периодической фазовой модуляции. Среднее по многим случайным реализациям (выстрелам лазерной системы) положение филаментов, образовавшихся в турбулентной атмосфере, с точностью до стандартного отклонения совпадает с положением филаментов в регулярной среде.

Многофиламентация мощных фемтосекундных лазерных импульсов в прозрачной объемной среде представляет собой стохастическое явление: положения филаментов, их количество и другие характеристики хаотически меняются от одного лазерного импульса к другому. Поэтому для таких приложений, как экологическое зондирование окружающей среды с помощью сопровождающего филаментацию излучения суперконтинуума, а также с помощью нелинейной флюоресценции молекул в области плазменных каналов необходимо управление многофиламентацией.

В работе1 введением амплитудной-фазовой маски специального вида удалось получить регулярные картины образования многих филаментов. Управление многофиламентацией с помощью введения во входной пучок металлической сетки с периодом ~420 мкм экспериментально и численно исследовано в работах2, 3. В этом случае удалось создать периодическую упорядоченную картину 2 многофиламентации, в условиях как регулярного, так и шумового пучка.

Регуляризация филаментов с помощью амплитудных масок имеет существенный недостаток, связанный с уменьшением энергии импульса за счет диссипации на маске. В работе4 предложен метод управления многофиламентацией в турбулентной атмосфере, в котором вместо поглощающей амплитудной сетки используется периодическая фазовая модуляция пучка на выходе системы усиления (линзовый массив или зеркало с поверхностью специального вида). Вместе с тем в работе4 не было проведено статистического исследования многофиламентации в таких условиях.

Поэтому целью настоящей работы является статистическое исследование многофиламентации мощного фемосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере при начальной периодической фазовой модуляции лазерного пучка.

Математическая модель филаментации основана на нелинейном уравнении Шредингера для медленно меняющейся амплитуды электрического поля Е:

2k E (nkerr + n ( x, y, z ) )E, ~ = E + 2ik z n 2~ где nkerr = 1 2 n2 E, n ( x, y, z ) определяет турбулентные флуктуации показателя преломления, задаваемые модифицированным спектром фон Кармана:

8 ОПТИКА – ( ) ( ), Fn ( x, y, z ) = 0,033Cn 2 + 11 / 2 exp 2 / m где 0 = 2/L0, m = 5.92/l0, L0 = 16 см — внешний масштаб атмосферной турбулентности, l0 = 1 мм — ее внутренний масштаб. В качестве начального условия был выбран гауссов пучок с радиусом (по уровню e–1) a0 = 1 см с периодической фазовой модуляцией: период составляет d = 0.25 см и радиус фокусировки — Rf = 16.75 м.

На рис. 1 представлена (а) (б) многофиламентация пучка, прошедшего через линзовый массив. В 0. модельном случае (рис. 1 а) y, см турбулентность отсутствует, и задача полностью регулярна. Распределение -0. интенсивности на рис. 1 б получено после прохождения 6 экранов, - 1 -1 -0.5 0 0.5 -1 -0.5 0 0. моделирующих турбулентную x, см x, см атмосферу. Филаменты упорядочены Рис. 1. (а) — упорядоченные филаменты в (рис.1 б), однако заметны отклонения пучке, прошедшем через линзовый массив в их пространственных координат от их регулярной среде. (б) — пример реализации расположения в отсутствии упорядоченных филаментов в турбулентной турбулентности (рис. 1 а). Результаты атмосфере. Расстояние от выхода лазерной статистического анализа, системы — 4.7 м. Квадратом обозначен проведенного по 18 реализациям филамент, положение которого будет последовательности фазовых экранов исследоваться статистически (соответствует 18 лазерным Положение филамента, см «выстрелам» в эксперименте), -0. представлены на рис. 2. Среднее положение филамента в турбулентной атмосфере и его положение в -0. регулярной среде совпадают с точностью до стандартного -0. отклонения. При этом само стандартное отклонение составляет 0 4 8 12 16 около 10% от среднего расстояния Номер реализации между филаментами в центре пучка.

Нестационарная задача о формировании упорядоченных Рис. 2. Пространственное расположение филаментов решена для случая (вдоль оси x) филамента, отмеченного на импульса рис. 1 б квадратом. Черные точки распространения соответствуют координате x филамента, длительностью 45 фс на длине волны 800 нм в плавленом кварце. Показано полученной в каждой конкретной реализации, сплошая прямая — среднее формирование массива волноводов в значение положения филамента, тонкие образце. штрихованные линии — стандартное Благодарности.

Работа отклонение от среднего значения, жирные выполнена при поддержке фонда штрихи — положение филамента в «Династия», РФФИ, грант № 03-02- регулярной среде (без турбулентности) 16939, ERO, контракт 62558_04P и SPIE.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 1. Mechain G., Couairon A., Prade B., Mysyrowicz A., Phys. Rev. Lett. 93, p. (2004).

2. V.P. Kandidov, N.Akzbek, M. Scalora, O.G. Kosareva, A.V. Nyakk, Q. Luo, S.A. Hosseini, S.L. Chin., Appl. Phys. B, 80, pp. 267 – 275.

3. В.П. Кандидов, Н. Агозбек, М. Скалора, О.Г. Косарева, А.В. Някк, Ч. Луо, С.А. Хоссейни, С.Л. Чин, Квант. Электроника, 34, сс. 879 – 880.

4. N.A. Panov, O.G. Kosareva, V.P. Kandidov, N. Akzbek, Q. Luo, S.A. Hosseini, W. Liu, J. Gravel, S.L. Chin, Proc. SPIE, 5708, pp. 91 – 101.

10 ОПТИКА – ФОРМИРОВАНИЕ ПЛАЗМЕННЫХ КАНАЛОВ ПРИ МНОГОФИЛАМЕНТАЦИИ ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА В ТУРБУЛЕНТНОЙ АТМОСФЕРЕ Безбородов А.Е., Шленов С.А.

МГУ им. М.В. Ломоносова, МЛЦ, Москва, Россия Исследована динамика формирования плазменных каналов, образующихся при распространении мощного фемтосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере. Обнаружено несовпадение областей высокой плотности потока энергии и концентрации электронов и предложено объяснение данного явления.

Распространение мощных фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе сопровождается явлением филаментации1. Причиной начала формирования филаментов является эффект Керра, который вызывает самофокусировку пучка в воздухе. Рост интенсивности в нелинейном фокусе ограничивается дефокусировкой в лазерной плазме, возникающей вследствие многофотонной и туннельной ионизации молекул кислорода и азота в воздухе. При мощностях P Pкр происходит образование многих филаментов.

В турбулентной атмосфере принципиальным является учет флуктуаций показателя преломления на формирование филаментов. Ранее процесс многофиламентации рассматривался в условиях случайных возмущений фазы и амплитуды на выходной апертуре пучка 2, 3. Начальный этап зарождения многих филаментов в турбулентной атмосфере проанализирован в работе 4. В настоящей работе средствами вычислительного эксперимента рассмотрена динамика формирования плазменных каналов при многофиламентации в турбулентной атмосфере.

Рис. 1. Трехмерная картина плазменных каналов. Мощность импульса P = 20 Pкр, длительность 100 фс, длина волны = 800 нм.

Типичная картина плазменных каналов, наведенных в случайно-неоднородной среде фемтосекундным импульсом, представлена на рис. 1. Ее анализ показывает, что возможно несовпадение областей высокой плотности потока энергии и концентрации электронов, вследствие дефокусировки основной части импульса в плазме, образованной его фронтом.

1. A. Brodeur, C.Y. Chien, Opt. Lett., 22. 304 (1997).

2. M Mlejenek at al., Phys.Rev.Lett., 83, 2938 (1999).

3. L Berge. at al., Phys.Rev.Lett., 92, 225002 (2004).

4. С.А. Шленов, В.П. Кандидов, Оптика атмосферы и океана, 17, № 8, 630 (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ПРОСТРАНСТВЕННОЕ УПРАВЛЕНИЕ МНОГОФИЛАМЕНТАЦИЕЙ В МОЩНОМ ФЕМТОСЕКУНДНОМ ЛАЗЕРНОМ ИМПУЛЬСЕ Дормидонов А. Е.

Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия.

Показано, что наложение сеточного транспаранта в сечении импульса позволяет регуляризировать расположение филаментов в поперечной плоскости и приводит к их групповому возникновению на трассе импульса.

При распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в газообразных и конденсированных средах возникает филаментация – явление, состоящее в пространственной локализации лазерного излучения. Сейчас исследуется возможность использования этих свойств лазерного излучения для разработки новых методов фемтосекундной лазерной технологии в микрофотонике, лазерном зондировании окружающей среды, в дистанционном управлении электрическим разрядом 1.

Нерегулярные мелкомасштабные возмущения в первоначальном распределении плотности энергии импульса и флуктуации оптических параметров среды вызывают хаотическое зарождение филаментов. В результате образуется пучок филаментов, которые случайным образом расположены в плоскости поперечного сечения импульса и начинаются на разных расстояниях от выходной апертуры лазерной системы.2. Стохастический характер многофиламентации приводит к нестабильности сигнала обратного рассеяния, например в фемтосекундных лидарах 3. Возможность пространственной регуляризации хаотически расположенных филаментов с помощью введения периодических возмущений амплитуды была рассмотрена в приближении плоской волны.4.

В настоящей работе для ограниченного пучка исследовано управление многофиламентацией посредством наложения в плоскости поперечного сечения импульса системы регулярных возмущений интенсивности, на которых зарождаются филаменты, несмотря на случайные флуктуации.

Зарождение филаментов рассмотрено в приближении задачи о стационарной мелкомасштабной самофокусировки гауссова пучка со случайными возмущениями и регулярной модуляцией интенсивности. Мощность пучка совпадает с пиковой мощностью фемтосекундного импульса, величина которой определяет начало филамента. Стохастическая филаментация рассмотрена для пучка с поперечным x2 + y распределением интенсивности I (x, y ) = I 0 exp (1 + ( x, y )), где ( x, y ) – a случайные аддитивные изменения амплитуды, распределенные по нормальному закону с нулевым средним и дисперсией. Регулярные возмущения светового поля задавались введением в поперечное сечение импульса транспаранта в виде квадратной сетки с периодом d и непрозрачными штрихами h d.

На рис.1 приведена выборочная реализация распределения интенсивности в плоскости поперечного сечения пучка, показывающая эффективность упорядочения маской пространственного расположения филаментов. Мощность пучка P = 400 Pcr, где Pcr – критическая мощность самофокусировки, радиус пучка a = 1 мм, длина 12 ОПТИКА – волны = 800 нм, дисперсия шума = 0.01. Параметры транспаранта выбраны таким образом, чтобы на одну ячейку сетки размером d d приходилась мощность в 3 раза превышающая Pcr. Видно, что расположение филаментов в зашумленном пучке с сеткой близко к их расположению в случае идеального пучка.

Рис.1. Распределение интенсивности в поперечном сечении пучка. Верхняя строка – первоначальное распределение интенсивности, нижняя – после зарождения филаментов.

( ) Левая колонка – идеальный гауссов пучок с маской = 0, средняя – зашумленный пучок без маски, правая – зашумленный пучок с маской.

Статистические испытания, выполненные по выборке из 50 независимых реализаций случайного поля ( x, y ), показали, что даже при значениях дисперсий, значительно превышающих дисперсию шума в реальных лазерных импульсах, использование амплитудной маски обеспечивает возникновение филаментов группами при распространении импульса (рис. 2).

Рис.2. Зависимость среднего числа филаментов N f от расстояния z Характер зависимости от расстояния z среднего числа филаментов N f в зашумленном пучке с маской подобен полученному для идеального гауссова пучка с сеткой, в котором возникают сначала 4, затем 12, 16 и т.д. филаментов.

J. Kasparian et al. Science, 301, №61, (2003) 1.

W. Liu et al. New J. of Phys. 6, 6.1–6.22, (2004) 2.

С.А. Шленов и др. Оптика атмосферы и океана, 17, № 8, 630-641, (2004) 3.

В.П. Кандидов и др. Квантовая Электроника, 34, №10, 879-880, (2004) 4.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 НОВЫЙ МЕХАНИЗМ ДВУХФОТОННОЙ МОДИФИКАЦИИ ПРОЗРАЧНЫХ СРЕД УЛЬТРАКОРОТКИМИ ЛАЗЕРНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ Афанасьев А.В., Кузнецов А.И., Битюрин Н.М.

Институт прикладной физики Российской академии наук, Нижний Новгород, Россия.

Исследован новый механизм двухфотонной модификации диэлектрика фемтосекундным лазерным импульсом. Спектр лазерного излучения обогащается посредством фазовой самомодуляции при распространении в нелинейно-оптической среде. За счет взаимодействия приобретенных новых спектральных компонент повышается эффективность модификации.

Для создания ячеек трехмерной памяти и элементов интегральной оптики необходимо научиться быстро и эффективно локально модифицировать свойства прозрачных сред. Необходимость большой скорости обработки информации обуславливает использование лазерных импульсов минимальной длительности, которыми в настоящее время являются относительно доступные фемтосекундные импульсы. Для локальной модификации предлагается использовать среды, обладающие большими значениями нелинейного показателя преломления и двухфотонного поглощения.

При прохождении фемтосекундных лазерных импульсов через нелинейную среду, обладающую кубической оптической восприимчивостью, за счет фазовой самомодуляции в каждой точке пакета приобретается нелинейный набег фазы. За счет неравномерного распределения интенсивности импульса, а значит, и нелинейного набега фазы, происходит обогащение спектра самого импульса. Тогда наиболее интересным для исследования представляется случай, когда энергии двух фотонов исходного импульса не достаточно для инициализации двухфотонного процесса. В этом случае процессы непосредственной модификации среды исходным импульсом посредством двухфотонного механизма слабы. Однако во время прохождения короткого и интенсивного лазерного импульса через нелинейную среду появляется существенный нелинейный набег фазы, в свою очередь приводящий к уширению спектра самого импульса. В итоге при достаточно большой интенсивности возможен случай включения механизма двухфотонной модификации с участием новых спектральных компонент лазерного импульса. Локализации областей в поперечном и продольном направлении способствует острая фокусировка пучка с мощностью, близкой к критической мощности самофокусировки. Областью наиболее эффективного взаимодействия с нелинейной средой является область, в которой взаимодействовавший со средой пучок приобрел новые спектральные компоненты и интенсивность их еще достаточно велика.

В результате данного исследования выявлены пространственные области работы такого механизма двуфотонной модификации вещества. Определены характерные особенности зависимости протекающего процесса от исходной частотной отстройки. Показано, что результат действия подобного механизма может давать зависимости от энергетических характеристик импульса, в точности совпадающие с результатом непосредственного действия трехфотонных или иных многофотонных механизмов.

14 ОПТИКА – DISSIPATIVE SOLITONS IN BRAGG GRATINGS Tran X.Tr.

Saint-Petersburg State University of Information Technologies, Mechanics and Optics, Saint-Petersburg, Russia.

We develop a numerical approach to find dissipative soliton solutions to the set of nonlinear coupled mode equations of 5th order describing the behavior of electromagnetic waves in dissipative Bragg gratings. This approach allows us to find not only light but also dark and anti-dark dissipative solitons. Stability analysis for them is made. We also obtain the nonlinear Schrdinger equation of 5th order from the set of nonlinear coupled mode equations.

Fiber Bragg grating is recently a subject of intensive research and becomes a very important component of modern telecommunication technology where it’s linear properties are ussed. It was shown that Bragg solitons can exist in fiber Bragg gratings 1-4. In these solitons, which can propagate at any velocity between 0 and V, the speed of light in unprocessed fiber, the material nonlinearity balances the grating dispersion. In Bragg gratings if nonlinear refractive index has the following intensity dependence:

nnl = n2 I + n3 I 2 (1) where n2,3 are complex numbers in general case, then dissipative Bragg solitons are described by the following nonlinear coupled mode equations(NCMEs):

i E± E ± i ± + i 2 E± + kEm + (S | E± |2 +2 | Em |2 ) E± + V t z + ( S S | E ± | +3 S X 1 | E m | 4 +4 S X 2 | E ± | 2 | E m | 2 ) E ± = (2) where E+, E- are amplitudes of the forward and backward propagating modes, V is the group velocity in unprocessed fiber, 2 is related to the linear absorption or amplification, k is the coupling coefficient describing the grating strength, ГS,X are, respectively, self- and cross-phase modulation parameters of 3rd order and related to n2, SS,X1,X2 are self- and two cross-phase modulation parameters of 5th order and related to n3. ГS,X and SS,X1,X2 are complex parameters in general case. Hereinafter, for simplicity we assume that ГS = ГX = Г=1+i 2, SS = SX1 = SX2 =S= s1 + i s2, where 1,2, s1,2 are real parameters. Conservative NCMEs (2) without terms of 5th order (S=0) and dissipative parameters (2= 2=0) are well studied. Analytical soliton solutions (SSs) to this set of conservative NCMEs are found by Aceves and Wabnitz by suitably transforming SSs to the massive Thirring model 4. In this case, Eqs (2) appear to be nonintegrable and therefore do not have SSs in strict sense. The ones that Aceves and Wabnits have found are solitary-wave solutions. However, hereinafter we will use term “soliton solutions” to Eqs (2) in sense of “solitary-wave solutions”.

If terms of 5th order and/or dissipative parameters are included (2, 2 and S are not equal to zero at the same time), Eqs (2) become quite complicated. Dissipative soliton solutions (DSSs) to this set of nonlinear dissipative coupled mode equations of 5th order are subject of this paper.

1. W. Chen and D.L. Mills, Phys. Rev. Lett. 58, 160 (1987).

2. C.M. de Sterke and J.E. Sipe, in Progress in Optics, edited by E. Wolf (North Holland, Amsterdam, 1944), Vol. XXXIII, pp. 203-260.

3. D.N. Christodoulides and R.I. Joseph, Phys. Rev. Lett. 62, 1746 (1989).

4. A.B. Aceves and S. Wabnitz, Phys. Lett. A 141, 37 (1989).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ТЕМНЫЕ И СВЕТЛЫЕ ДИСКРЕТНЫЕ СОЛИТОНЫ В ОДНОМЕРНЫХ ФОТОННЫХ РЕШЕТКАХ В НИОБАТЕ ЛИТИЯ Шандарова К.В., Шандаров В.М.

Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия.

Одномерные фотонные решетки сформированы в кристаллических образцах LiNbO3:Fe. Экспериментально исследованы особенности дискретной дифракции и пространственного самовоздействия световых пучков в таких решетках для света с длиной волны 633 нм.

Дифракция световых пучков в периодических структурах связанных оптических волноводов в линейном и нелинейном режимах привлекает в последнее время значительное внимание. В экспериментах использовались волноводные решетки на основе арсенида галлия 1 и оптически индуцированные фотонные решетки в кристаллах стронций - бариевого ниобата 2. Последний имеет большие электрооптические коэффициенты, быстрый фоторефрактивный отклик и сильную анизотропию электрооптического эффекта. Однако размеры его образцов не превышают 1015 мм, а дрейфовый механизм фоторефракции требует внешних электрических полей с напряженностью до 10 кВ/см. Целью данной работы явилось исследование поведения световых пучков в оптически индуцированных одномерных фотонных решетках в ниобате лития (LiNbO3). Фоторефрактивная нелинейность LiNbO3 обусловлена фотовольтаическим эффектом и не требует внешнего электрического поля, а размеры образцов могут достигать 150 мм.

Одномерные фотонные решетки в LiNbO3 формировались в стандартной двухпучковой схеме фоторефрактивной записи. Обыкновенно поляризованный луч He-Ne лазера ( =633 нм, P01 мВт) расщеплялся на два пучка, формирующих интерференционную картину с периодом = sin и вектором решетки, направленным вдоль оптической оси. Фоторефрактивная решетка, по сути, является системой связанных планарных оптических волноводов. При исследовании светового поля на выходе решетки необыкновенно поляризованный световой пучок фокусируется на входную грань кристалла линзами с фокусным расстоянием от до 200 мм. Световое поле на выходной грани кристалла фиксируется ПЗС камерой.

Эффект самовоздействия световых пучков исследовался при их мощности 10 50 мкВт. Самодефокусирующая фоторефрактивная нелинейность LiNbO3 позволяет реализовать темные пространственные солитоны при распространении света в области нормальной дискретной дифракции, а эффект самофокусировки и светлые пространственные солитоны – в области аномальной дифракции. На рис.1a показаны направления света для наблюдения темных (1) и светлых (2, 3) пространственных солитонов. Рис.1b иллюстрирует эффект самодефокусировки пучка при его распространении вперед в решетке с =15 мкм. Здесь световой пучок мощностью ~15 мкВт возбуждает 5 волноводных слоев и расплывается с течением времени из-за фоторефрактивного самовоздействия. Темные дискретные пространственные солитоны формируются при тех же направлении света и параметрах пучка, если световое поле половины апертуры пучка имеет фазовый сдвиг относительно его другой половины (рис.1c для той же самой решетки).

Самофокусировка пучков изучалась при распространении света в области аномальной дифракции (стрелки 2 и 3 на рис.1a). Свет возбуждается в решетке в 16 ОПТИКА – направлении, близком к углу Брэгга. Ширина пучка - 70 120 мкм, возбуждаются 46 волноводных слоев. Период решетки - =15 мкм, мощность пучка - 2050 мкВт (рис.2). В линейном режиме, т.е. в первые моменты времени, световое поле на выходной грани (t=0) представляет собой сумму полей прошедшего пучка и брэгговского отражения. С течением времени структура поля изменяется с сильной локализацией ее частей в окрестности брэгговского направления (рис.2, t= минут). Это стадия формирования светлого дискретного солитона у края первой зоны Бриллюэна. В течение эксперимента наблюдается перераспределение интенсивности света, и на некоторой стадии распределение поля соответствует светлому щелевому пространственному солитону3.

t=0 min t= t=30 min t=100 min t=180 min Рис. 2. Формирование светлых Рис. 1. a) направления светового пучка для пространственных солитонов при наблюдения дискретной самодефокусировки распространении светового пучка в (1) и самофокусировки в режиме аномальной направлении, близком к углу Брега.

дифракции(2,3);

b) самодефокусировка Возбуждение шести волноводных слоев, пучка света для направления (1), t=0, 30, световая мощность – 20 мкВт мин;

c) формирование темного солитона Результаты показывают, что LiNbO3 открывает новые возможности в изучении нелинейного взаимодействия света в системах связанных оптических волноводов, одномерные и двумерные фотонные решетки в нем могут быть оптически индуцированы с использованием фотовольтаического механизма фоторефракции.

1. F. Lederer, Y. Silberberg, Opt. & Photon. News 2, 48-53 (2002).

2. D. Neshev, E. Ostrovskaya, Yu. Kivshar, W. Krolikowski, Opt. Lett. 28, 710- (2003).

3. Mandelik, R. Morandotti, J. S. Aitchison, Y. Silberberg, Phys. Rev. Lett. 92, 093904 (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ И УДВОЕНИЕ ЧАСТОТЫ СВЕРХКОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ ПРИ РАССТРОЙКЕ СКОРОСТЕЙ Черных В.А., Сухоруков А.П.

Московский Государственный Университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия.

Исследуются эффекты дифференцирования профиля и удвоения частоты сверхкоротких импульсов в первом приближении теории дисперсии.

Рассматривается компенсация расстройки скоростей двух волн в средах с периодически инвертированными слоями. Аналитическая теория подтверждается данными численных экспериментов.

В оптических кристаллах с квадратичной нелинейностью на взаимодействие обыкновенной и необыкновенной волн малой длительности оказывает влияние, прежде всего, рассогласование скоростей распространения. Для описания динамики нелинейного распространения связанных волн мы применяем метод медленно меняющихся профилей. В данной работе мы анализируем эффекты дифференцирования коротких видео-импульсов и удвоения частоты волновых пакетов с малым числом периодов. Впервые исследовано протекание указанных эффектов в слоистых средах, составленных из периодически расположенных инвертированных слоев.

Будем описывать динамику коротких импульсов с помощью следующей системы для медленноменяющихся профилей V и U в нормированном виде:

(UV ) U V V V + = =,, (1) z z z - пространственная координата вдоль направления распространения, где = t z cU - время, - коэффициент нелинейности, = cV 1 cU1 - расстройка обратных величин скоростей.

Будем считать, что вторая компонента много больше первой: V U. Тогда можно найти полное решение уравнений (1) в следующем виде:

[V0 () V02 ( Z )].

V = V0 ( Z ), U = (2) При малых Z наблюдается эффект дифференцирования профиля. В этом случае решение (2) можно переписать в следующем виде:

21 V02 () U= (3) Этот эффект показан на рис. 1а для гауссова профиля первой компоненты V = V0 exp( 2 / T02 ). Видно, что в результате операции дифференцирования возбужденный импульс становится биполярным.

Далее был проанализирован эффект удвоения частоты, при подаче на вход среды волнового пакета в виде V = V0 exp( / T010 ) sin( ).

18 ОПТИКА – 0, 0, U z=0. 0, 0, 0, 0, U 0, -0, -0, -0, -0, -0,0002 0,0 0,5 1,0 1,5 2, 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1, б) а) Рис. 1. а) Профиль волны U после дифференцирования гауссова импульса среде с параметрами = 1, Z = 0.01 ;

б) Профиль волнового пакета U, возбуждаемого на = 1, = 10, = удвоенной частоте в среде с параметрами В этом случае из-за расстройки скоростей происходят пространственные биения амплитуды и дифференцирование профиля второй компоненты (рис. 1б). Можно рассчитать длину когерентности. Она равна:

lk =. (4) Эта величина совпадает с полученной нами длиной когерентного взаимодействия из численных экспериментов.

Эффективность удвоения частоты увеличивается в слоистой среде с периодически инвертированными слоями. В этом случае от слоя к слою меняет знак нелинейности, как в фотонном кристалле. Ширина каждого слоя равна длине когерентности (4).

Таким образом, в нелинейной среде при взаимодействии двух компонент можно дифференцировать профиль волны и эффективно возбуждать вторую гармонику. Расстройку скоростей можно компенсировать чередованием слоев с противоположной ориентацией, аналогично фотонным кристаллам.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ОСОБЕННОСТИ САМОФОКУСИРОВКИ И ДВУХВОЛНОВОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В РЕЗОНАНСНЫХ СРЕДАХ Горбач Д.В., Романов О.Г.

Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь.

Определены спектроскопические условия проявления процесса самофокусировки световых пучков в многоуровневых резонансных средах. Проанализированы различные режимы когерентного и некогерентного двухволнового взаимодействия в условиях самофокусировки.

Существенное влияние на структуру и устойчивость пространственных солитонов оказывает тип нелинейности вещества, в котором происходит распространение мощного лазерного пучка.. Наиболее реальной моделью оптической нелинейности является модель с насыщением зависимости изменения показателя преломления и коэффициента поглощения от интенсивности. Одним из примеров систем, в которых проявляется насыщение нелинейных свойств вещества, является взаимодействие мощного лазерного излучения с многоуровневыми резонансными средами.

В работе проведено теоретическое исследование процессов самофокусировки световых пучков в резонансных средах и взаимодействия локализованных пучков в схеме двухволнового смешения. Проанализировано влияние спектроскопических характеристик среды на условия проявления эффектов самофокусировки в многоуровневых резонансных средах, изучены особенности взаимодействия поляризованного излучения с изначально изотропной нелинейной средой в условиях сильного насыщения резонансного перехода и одновременного учета дифракционных эффектов, методами численного моделирования проанализированы различные режимы когерентного и некогерентного взаимодействия локализованных световых пучков..

При численном анализе определены следующие характерные режимы взаимодействия сфокусированных световых пучков: частичное отражение двух сформированных солитонов друг от друга, взаимная дифракция солитонов на неоднородностях показателя преломления, двухканальное волноводное распространение и периодическое изменение направления распространения двух солитонов. Для сред с дефокусирующим типом нелинейности обнаружен режим формирования темных пространственных солитонов при когерентном двухпучковом взаимодействии.

20 ОПТИКА – ГЕНЕРАЦИЯ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ В АКТИВНО НЕЛИНЕЙНЫХ КРИСТАЛЛАХ С РЕГУЛЯРНОЙ ДОМЕННОЙ СТРУКТУРОЙ Деткова В.М.

НИИ Лазерных исследований Санкт-Петербургского государственного университета, Санкт-Петербург, Россия.

Рассмотрена теория генерации второй гармоники в активно-нелинейных кристаллах с регулярной доменной структурой. Представлены результаты теоретического исследования квазисинхронных процессов в периодически поляризованном кристалле LiNbO3. Целью работы является разработка лазера на основе LiNbO3 с регулярной доменной структурой.

Разработка и создание новых лазерных материалов, позволяющих эффективно генерировать излучение с новыми длинами волн, всегда представляло и представляет одну из основных задач квантовой электроники, физики лазеров и лазерной физики. В настоящее время активно развиваются работы по созданию и исследованию принципиально новых лазерных материалов, сочетающих в себе как свойства активирующего иона (в основном, редкоземельного), нелинейные свойства материала (например, генерация гармоник, суммарных и разностных частот), так и геометрические факторы, способные существенно изменить оптические характеристики исследуемого объекта (фотонно-кристаллические материалы, т.е.

материалы, имеющие запрещенную зону). Создание фотонного кристалла, обладающего оптической запрещенной зоной, в «обычном» оптическом материале позволяет не только существенно изменить его оптические свойства, но и, кроме того, наблюдать оптические процессы которые в принципе не могли проходить в исходном материале.

Использование периодически неоднородных (фотонных) нелинейных и активно-нелинейных кристаллов, в которых путем подбора периода модуляции нелинейных восприимчивостей можно осуществить квазисинхронные взаимодействия световых волн, позволяет существенно расширить число практически реализуемых нелинейно-оптических процессов с высокой эффективностью 1-4.

Из всех известных на сегодняшний день кристаллов с регулярной доменной структурой (РДС), безусловно, наиболее перспективными материалами для нелинейно-оптических применений, использующих квазифазовый синхронизм, являются объемные периодически поляризованные сегнетоэлектрические кристаллы LiNbO3 с регулярной доменной структурой (так называемый «периодически поляризованный ниобат лития» — ППЛН). Регулярная доменная структура в кристалле ниобата лития может быть создана либо в процессе роста кристалла либо методом последующей переполяризации внешним электрическим полем 2,3,5,6.

Полученные таким способом кристаллы могут использоваться для квазисинхроной генерации оптических гармоник и параметрического преобразования частоты лазерного излучения. Одно из главных преимуществ подобных нелинейно оптических материалов заключается в том, что квазисинхронные взаимодействия позволяют исключить эффект сноса излучения основной волны и волны второй гармоники, а также реализовать условие группового синхронизма при генерации второй гармоники.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 Для ППЛН возможны режимы стационарной генерации в процессах самопреобразования частоты: самоудвоение частоты лазерной генерации, сложение частот с участием волны накачки, а также последовательный процесс генерации третьей гармоники и параметрическое усиление при низкочастотной накачке.

В данной работе выполнены расчеты для РДС-кристалла LiNdОз (легированного различными редкоземельными ионами) и определены оптимальные периоды модуляции квадратичной нелинейной восприимчивости для заданных порядков квазисинхронизма т (при расчетах использовалось ее—е взаимодействие) Использование активированного ППЛН дает практическую возможность получить эффективное преобразования излучения лазеров в область минимальных потерь (а так же нулевой дисперсии в ряде оптических волокон) вблизи длины волны излучения 1,5 мкм, широко используемой на практике для волоконных коммуникационных систем.

Результатом работы, в перспективе, будет являться разработка на основе выполненных расчетов малогабаритного лазера с диодной накачкой на базе активированного кристалла ниобата лития с РДС для использования, например, в научных исследованиях (спектроскопия, рамановская спектроскопия и т.п.), лидарных лазерных системах, системах пожарооповещения и системах открытой и закрытой (волоконно-оптических линиях) оптической связи.

1. J. Capmany, Apl. Phys. Lett., V.78, 144-147, (2001).

2. Н.В. Кравцов, Г.Н. Лаптев, Е.Ю. Морозов, И.И. Наумова, В.В. Фирсов, Квантовая электроника, 29, 95-99, (1999).

3. L. Barraco, A. Grisard, E. Lallier, P. Bourdon, J.-P. Pocholle, Opt. Lett., V.27, 1540-1546, (2002).

4. Н.В. Кравцов, Г.Н. Лаптев, И.И. Наумова, А.А. Новиков, В.В. Фирсов, А.С.

Чиркин, Квантовая электроника, 32, 923-931, (2002).

5. K.S. Abedin, T. Tsuritani, M. Sato, H. Ito, Apl. Phys. Lett.. V.70. 10-19, (1997) 6. J. Capmany, D. Calljo, V. Bermudez et all., Apl. Phys. Lett.. V.79. 293-298 (2001) 22 ОПТИКА – ЗАПИСЬ СТАЦИОНАРНЫХ ГОЛОГРАФИЧЕСКИХ РЕШЕТОК В ПОЛИМЕРНЫХ ПЛЕНКАХ Русинов А.П.

Оренбургский государственный университет, Оренбург, Россия.

Исследована запись стационарных голографических решеток наносекундными импульсами неодимового лазера в полимерных пленках окрашенных ксантеновыми красителями. Определен пространственный профиль штриха инициируемой решетки. Предложена математическая модель, корректно описывающая экспериментальные результаты.

Запись стационарных решеток протекает по нескольким механизмам, наиболее важны из них термопластический механизм, приводящий к модификации поверхности полимера и образованию рельефной фазовой решетки и фотохимический механизм, приводящий к фотообесцвечиванию фотохрома и, как следствие, к изменению показателя преломления и коэффициента поглощения матрицы. (т.е. к записи фазовой и амплитудной решетки соответственно). Нами будет рассматриваться второй механизм и запись чисто амплитудной решетки как наиболее ярко проявляющийся в эксперименте.

Решетка записывалась импульсами второй гармоники лазера на ИАГ Nd3+ ( нм). Угол схождения пучков равен 8о, тогда период записываемой решетки – = /(2 sin( / 2)) / =3,8 мкм. Через область инициирования пропускался луч He-Ne лазера, восстанавливающий записанную решетку. Интенсивность дифракционных максимумов измерялась фотодиодом после каждого импульса накачки. На основе данных измерений нами восстановлен профиль записанной решетки как промодулированного коэффициента поглощения и вычислено пространственное распределение прореагировавшего фотохрома. Исследована эволюция этого профиля в зависимости от числа импульсов накачки. В качестве образцов выступали тонкие (толщина 10-20 мкм) полимерные пленки поливинилового спирта, поливинилбутираля и лизоцима окрашенные ксантеновыми красителями эозином, эритрозином и родамином 6G (с=4-8 10-3 моль/л).

Теоретическое описание процесса строилось на основе нахождения динамики населенностей в трехуровневой системе с тремя выделенными уровнями: 0 – основной, S – первый возбужденный синглетный, T – нижний по энергии триплетный. Решение находилось в рамках квазистационарного режима населенностей в подсистеме S-уровней [1]. Дополнительно учитывалась возможность перехода красителя из триплетного состояния T сильной валентной ненасыщености в новое химическое состояние F со скоростью Kf. При этом считалось, что прореагировавший фотохром полностью перестает поглощать свет на длине волны накачки, и начинает сильно поглощать свет на длине волны пробного лазера (что достаточно хорошо согласуется с экспериментом).

Световое воздействие на систему представлялось в виде прямоугольных импульсов накачки с постоянной интенсивностью и длительностью t0.

Пространственный профиль пучка накачки выбирался в виде I ( x) = I 0 [1 + a cos(2x / )] [2]. Общий квантовый выход красителя в триплетное состояние находится как [1] K ST T ( x) = 1, S + K ST + 2I ( x) САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 где KST – скорость интеркомбинационной конверсии S~T, S – время жизни S состояния, – сечение перехода 0-S. Доля красителя, не испытавшая фотохимическое превращение за один импульс накачки записывается в виде, T1 + K f exp( T ( x)I ( x)t 0 ) ( x, t 0 ) =, T1 + K f где T – время жизни T-состояния.

Тогда концентрация непрореагировавшего фотохрома в зависимости от числа импульсов накачки определяется как, n dye ( x, i ) = n0 ( x, t 0 ) i, а концентрация обесцветившегося фотохрома – как, n photo ( x, i ) = n0 (1 ( x, t 0 ) i ), где n0 – начальная концентрация, и i=1, 2, 3, ….

Зная пространственный профиль голографической решетки из фотообесцвеченного красителя, можно найти ее дифракционную эффективность в максимумы различных порядков. Подобная задача решена в [2], откуда, / 2x / 2 exp n photo ( x)l im dx.

m = где –коэффициент поглощения прореагировавшего фотохрома, l –толщина пленки.

Рис. 1. Пространственный профиль решетки Рис. 2. Динамика ДЭГ в максимум 1 порядка в ПВС с эозином с=8 10-3 моль/л после 1, 2 и в зависимости от количества импульсов 4 импульсов накачки – эксперимент и после накачки (1,2-эксперимент, 3-теория). Пленка ПВБ с эозином с=4 10-3 моль/л 4 импульсов накачки – теория Таким образом, из рисунков 1,2 видно, что предлагаемая модель достаточно хорошо согласуется с экспериментальными данными и позволяет определять пространственный профиль концентрационной стационарной амплитудной решетки, а также рассматривать эволюцию этого профиля при различном числе импульсов накачки. Работа поддержана грантом РФФИ_офи (проект № 04-03- 97513).

1. М.Г. Кучеренко, А.П. Русинов, Квант. электр., 34, №8, 779-784, (2004).

2. М.Г. Кучеренко, А.П. Русинов, Опт. и спектр., 97, №6, 1026-1033, (2004).

24 ОПТИКА – ВЕКТОРНОЕ ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТА НА ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ РЕШЕТКАХ В КРИСТАЛЛАХ ТИТАНАТА ВИСМУТА Гусельникова А.В., Шандаров С.М., Плесовских А.М., Ромашко Р.В.*, Кульчин Ю.Н.* Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия, *Институт автоматики и процессов управления ДВО РАН, Владивосток, Россия.

Представлены результаты теоретического анализа векторного четырехволнового взаимодействия света на отражательных решетках в кубических фоторефрактивных кристаллах класса силленитов.

Отражательная геометрия двухволнового взаимодействия позволяет увеличить фоторефрактивный отклик кубических кристаллов с диффузионной нелинейностью без приложения внешнего поля1. Векторный характер этого процесса в срезе (100) позволяет реализовать условия синфазности двух решеток, формирующихся при четырехволновом взаимодействии, и может обеспечить эффективное обращение волнового фронта слабого сигнального пучка света. В настоящем сообщении представлена векторная модель четырехволнового взаимодействия света на отражательных фоторефрактивных решетках, формируемых в оптически активных кубических кристаллах силленитов при встречных взаимно некогерентных пучках накачки (рис. 1).

Рис. 1. Геометрия четырехволнового взамодействия на голографической решетке отражательного типа Взаимно когерентные волны накачки P+ и сигнала S, падающие на грани кристалла x = 0 и x = d, соответственно, формируют отражательную решетку с вектором K, параллельным оси x. Вторая волна накачки P, падающая на границу x = d, не когерентна с волнами P+ и S. При распространении волн накачки точно навстречу друг другу дифракция пучка P на фоторефрактивной решетке порождает волну S + с обращенным волновым фронтом.

Использование в параксиальном приближении представления световых полей в виде суперпозиции собственных волн с циркулярными векторами поляризации и стандартной методики медленно меняющихся амплитуд для описания САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 взаимодействия волн на отражательных фоторефрактивных решетках1 позволило получить систему уравнений связанных волн для рассматриваемой геометрии взаимодействия. В общем виде она может быть использована для анализа четырехволнового взаимодействия на отражательных фазовых решетках в кубических фоторефрактивных кристаллах произвольного среза и при произвольной поляризации световых пучков.

Подробный анализ эффективности обращения волнового фронта проведен в приближении неистощаемых пучков накачки P+ и P, в отсутствие поглощения света, в кристалле среза (100). Для линейно поляризованных волн с ориентацией векторов поляризации в кристалле, определяемой углами ± (x) и ± (x ), P S отсчитываемыми от оси y, получено выражение для коэффициента отражения S S S обращенной волны по интенсивности R = I + ( d ) I ( d ) на грани кристалла x = d. Проведенный численный анализ показал, что для кристалла Bi12TiO20:Fe,Cu, характеризуемого экспоненциальным коэффициентом - двухпучкового усиления 6.8 см и удельным оптическим вращением 6.34 град/мм на длине волны 633 нм1, имеющего толщину d = 2.6 мм, коэффициент отражения S достигает максимального значения R = 5.27 при оптимальных поляризационных углах ( d ) = - 540, + (0) = - 340 и ( d ) = - 510.


P P S Работа выполнена при частичной финансовой поддержке РФФИ (грант № 05 02-16589-а).

1. Плесовских А.М., Шандаров С.М., Мартьянов А.Г., Мандель А.Е., Буримов Н.И., Шаганова Е.А., Каргин Ю.Ф., Волков В.В., Егорышева А.В. Квантовая электроника, 35, 163-168 (2005).

26 ОПТИКА – ТЕРМОИНДУЦИРОВАННОЕ АНОМАЛЬНОЕ ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ В КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ Криштоп В.В., Строганов В.И., Литвинова М.Н., Ефременко В.Г.

Дальневосточный государственный университет путей сообщения, г.Хабаровск, Россия Показано, что в кристалле ниобата лития при нагревании возникают области аномального двулучепреломления, что приводит к появлению областей, в которых кристалл становится двуосным, плоскости оптических осей соседних областей расположены под углом 90 градусов.

Это явление обусловлено реальной структурой кристалла.

Для практических приложений чрезвычайно важна оптическая однородность используемых образцов. В работе 1 проанализирована природа возникновения оптической неоднородности (остаточный световой поток). Авторы связывают возникновение остаточного светового потока (ОСП) в направлении оптической оси LiNbO3 с существованием локальных областей, обладающих двулучепреломлением.

Нами было исследовано термоиндуцированное двулучепреломление ниобата лития методом наблюдения коноскопических фигур 2. Обнаружено, что вид коноскопических фигур, наблюдаемых вдоль оптической оси, зависит от координаты точки сканирования. После нагревания кристалла в нем формируются области двуосного кристалла. Угол между индуцированными осями порядка нескольких градусов. Характерной особенностью является тот факт, что плоскость оптических осей и угол между оптическими осями не являются постоянными по объему кристалла. При сканировании луча лазера вдоль грани XY кристалла угол между осями сначала возрастает, затем, достигнув максимума, уменьшается до полного исчезновения (область одноосного кристалла). В эксперименте наблюдалось несколько областей аномального двулучепреломления. Такое периодическое распределение двулучепреломления можно получить в кристалле ниобата лития при наложении внешнего электрического поля перпендикулярно оптической оси с периодическим изменением полярности. Проведенные оценки показывают, что величина эквивалентного электрического поля составляет порядка 5 кВ/см.

Полученные результаты укладываются в модель 3, предполагающую существование областей, ориентированных в направлении, отличающемся на доли градуса от общего направления оптической оси. Вследствие пироэлектрического эффекта при нагревании кристалла возникает электрическое поле, направленное вдоль полярной оси отдельных доменов. Вследствие разориентировки доменов по толщине кристалла возникает перпендикулярная составляющая электрического поля, приводящая к возникновению поперечного электрооптического эффекта. В результате этого отдельные области кристалла становятся двуосными.

1. Б.Б. Педько, Н.Ю. Франко, И.И. Сорокина, И.Я. Хохонина //Тез. докл. ВКФС XV, г. Ростов-на-Дону, г.Азов., 37, (1999).

2. О.Ю. Пикуль, Известия вузов. Приборостроение, 46, №12, 78-81, (2004).

3. A.I. Otko, A.E. Nosenko, R.M. Gumennyi, I.V. Stasyuk, I.M. Solskii //ISFD 4, Vienna. 58, (1996).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ ИЗОБРАЖЕНИЯ В СВЕТОВОДЕ С ТЕПЛОВОЙ НЕЛИНЕЙНОСТЬЮ Харская Т.Г., Ивахник В.В., Никонов В.И.

Самарский государственный университет, Самара, Россия.

Получено выражение для функции размытия точки (ФРТ) вырожденного четырехволнового преобразователя излучения в световоде на тепловой нелинейности. Для двумерного световода с бесконечно проводящими стенками проанализирована зависимость вида ФРТ от параметров световода, модовой структуры волн накачки.

Интерес к изучению четырехволнового взаимодействия в многомодовых световодах обусловлен возможностью получения с высокой эффективностью волны с обращенным волновым фронтом при использовании сравнительно маломощных источников. В приближении заданного поля по волнам накачки система уравнений, описывающая четырехволновое взаимодействие, линеаризуется относительно комплексных амплитуд сигнальной и объектной волн, поэтому качество обращения волнового фронта полностью описывает ФРТ [1].

Вырожденное четырехволновое взаимодействие + = описывается скалярным волновым уравнением с изменяющимся за счет тепловой нелинейности показателем преломления. Волновое уравнение дополняется уравнением Пуассона, описывающим изменение температуры, наведенное взаимодействующими волнами.

Изменение температуры представляется в виде суммы медленно и быстро осциллирующей в пространстве составляющих. Взаимодействующие волны и быстро осциллирующая составляющая температуры раскладываются по модам невозмущенного световода.

При условии малого коэффициента отражения и отвода тепла от граней световода получено выражение, описывающее изменение температурного поля в зависимости от поперечной и продольной координат и выражение для функции размытия точки четырехволнового преобразователя излучения, расположенной на передней грани световода.

Численный анализ, как температурного поля, так и функции размытия точки проведен для световода толщиной 2а с бесконечно проводящими стенками при условии отвода тепла от граней световода.

Показано, что вид температурного поля наряду со структурой волн, записывающих голограмму, существенным образом зависит от интеграла перекрытия, определяющего эффективность взаимодействия трех мод световода.

При фиксированных номерах мод волны накачки ( n ) и сигнальной волны ( k ) наиболее эффективно преобразуются моды тепловой решетки с номерами, равными сумме p = n + k или разности p = n k номеров мод накачки и сигнальной волны.

Интерференция одномодовой волны накачки с номером n и k - ой моды сигнальной волны приводит к периодическому изменению вдоль оси световода интенсивности с периодом 32a z (n, k ) =.

{( n + k + 2 )( n k )} 28 ОПТИКА – - длина волны. Если номер одномодовой волны накачки четный, то Здесь ( 2a ) z = периоды интенсивностей кратны величине. Именно с таким периодом меняется температуры вдоль оси световода. В случае нечетной одномодовой волны накачки изменение температуры вдоль оси световода в основном определяется интерференцией волны накачки с модами сигнальной волны с номерами k = n + 1 и k = n 1. Поэтому изменение температуры можно представить в виде суммы двух 8 ( 2a ) 8 ( 2a ) 2 решеток с периодами z ( n, n + 1) = и z ( n, n 1) =.

3 Функция размытия точки является результатом дифракции в световоде с показателем преломления, изменяющимся в соответствии с изменением теплового поля, второй волны накачки. Анализ ФРТ показывает, что условие фазового синхронизма устанавливает однозначную связь между номером моды объектной волны ( l ) и номерами мод накачки, сигнальной волны:

l = k + m n.

Дополнительное требование на номера мод взаимодействующих в волноводе волн n ± k = p = 0, вытекает как из условия, что максимальный вклад в изменение температуры, а значит и ФРТ, дает мода волновода с номером p = 0 (номер моды первой волны накачки четный) или p = 1 (номер моды первой волны накачки нечетный).

Для одномодовых волн накачки показано, что вид ФРТ определяется в основном одной (номер моды первой волны накачки четный) или двумя (номер моды первой волны накачки нечетный) модами световода. Для ФРТ, модуль которой спадает с увеличением поперечной координаты, получены зависимости ширины модуля ФРТ, определяющей разрешающую способность четырехволнового преобразователя излучения, от длины и ширины световода.

1. Воронин Э.С., Ивахник В.В., Петникова В.М., Соломатин В.С., Шувалов В.В.

Квантовая электроника, 6, №9, 2009, (1979).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 GENERATION OF HARMONICS DURING NONLINEAR REFLECTION OF TWO FEW-CYCLE LIGHT PULSES WITH DIFFERENT SPECTRAL COMPOSITION Yastrebova N.V.

St.-Petersburg State University of Informational Technologies, Mechanics and Optics, Saint-Petersburg, Russia.

The interaction of pulses comprising merely a few field oscillation cycles with different spectral composition and intensity during reflection from the transparent medium with nonresonant nonlinearity and arbitrary dispersion of linear index of refraction is modeled. Peculiarities of high harmonics generation during reflection are demonstrated.

Spectral approach is used in this work for analysis of reflection of extremely short light pulses (ESP)1. Generalized Fresnel’s formula:

n1() n2() ( G1(0, )G1(0, )G1(0, )dd + Gr (0, ) = (G1(0, ) + G2(0, )) n1() + n2() 2 (n1() + n2()) (1) + G2(0, )G2(0, )G2(0, )dd + 3 G1 (0, )G2(0, )d + 3 G2 (0, )G1(0, )d ), 2 where G1,2 (0, ) and Gr (0, ) - spectra of incident and reflected pulses at the boundary of media (when z = 0 ), n1 ( ) and n2 () - dependences of media’s linear indices of refraction from frequency, -nonlinear susceptibility of the second medium, allows to calculate spectrum of the pulse, reflected from nonlinear medium with arbitrary linear dispersion without solving of not simple problem about evolution of refracted pulse.

On the base of dependence between parameters of bordering media, spectra of incident pulses and spectrum of the reflected pulse (1) simultaneous reflection of two gauss ESP on main and doubled frequencies (fig.1) is modeled on the assumption of different ratio of electrical fields’ intensities: I ( E1 ) = 2 I ( E2 ) (fig. 2), I ( E1 ) = I ( E2 ) (fig. 3а), 2 I ( E1 ) = I ( E 2 ) (fig. 3b).


b) a) c) 30 ОПТИКА – Fig.1. Normalized electrical field of incident pulses on main (a) and doubled (b) frequencies and their total spectral density (c) when I ( E1 ) = 2 I ( E 2 ).

As evident from pictures, change of ratio of incident pulses’ intensities allows to change reflected harmonics’ ratio.

Fig.2. Spectral density of reflected radiation during I ( E1 ) = 2 I ( E 2 ).

a) b) Fig.3. Spectral density of reflected radiation during I ( E1 ) = I ( E2 ) (a) and 2 I ( E1 ) = I ( E 2 ) (b).

1. Yastrebova N.V., Shpolyanskiy Yu. A., Kozlov S.A. // Optical Journal, Т. 71, N6, 78-83, (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ФЕМТОСЕКУНДНОЕ ЛАЗЕРНОЕ МИКРОСТРУКТУРИРОВАНИЕ ПОВЕРХНОСТИ КРЕМНИЯ Остапенко И. А., Заботнов С. В.

Физический факультет Московского государственного университета им. М. В. Ломоносова, Москва, Россия.

Изучены упорядоченные микроструктуры, полученные на поверхности кремния в результате ее облучения фемтосекундными лазерными импульсами. Показано, что морфология микроструктур определяется исключительно поляризацией структурирующего излучения. Измерены ориентационные зависимости сигнала третьей гармоники в микроструктурах и спектры их фотолюминесценции.

Формирование упорядоченных низкоразмерных структур на поверхности полупроводников без привлечения литографических технологий является актуальной проблемой современной микроэлектроники. Для достижения этой цели многообещающим представляется использование сверхкоротких лазерных импульсов (см. работы 1-3). Целью данного исследования стало получение с помощью фемтосекундного лазерного облучения упорядоченных микроструктур на поверхности кремния и изучение их структурных свойств.

В экспериментах использовалась фемтосекундная лазерная система на основе кристалла Cr:форстерита (длина волны 1.25 мкм, длительность импульса 80 фс, энергия импульса 250 мкДж, частота 10 Гц). Пластина монокристаллического кремния с ориентацией поверхности (100) в течении 2 минут подвергалась облучению лазерными импульсами. Диаметр экспонируемой области составлял около 100 мкм. В результате облучения на поверхности сформировалась хорошо упорядоченная ребристая структура с периодом около 1 мкм. При этом направление полос было перпендикулярно поляризации падающего излучения и не зависело от ориентации кристаллографических осей образца (изображение поверхности, полученное в электронном микроскопе, приведено на рис.1).

Рис. 1. Поверхность кремния после фемтосекундного лазерного облучения Облученные области образца демонстрировали фотолюминесценцию в видимом диапазоне с временем жизни порядка нескольких микросекунд, что указывает на возникновение в результате лазерного воздействия не только микро-, но и наноструктур.

Были получены ориентационные зависимости сигнала третьей оптической гармоники, генерируемой сформированной микроструктурой (рис. 2). Для кристаллического кремния в ориентационной зависимости наблюдаются четыре 32 ОПТИКА – ярко выраженных максимума. Ориентационная зависимость для микроструктуры, полученной в результате лазерного облучения поверхности, заметно меньше по уровню сигнала и обладает лишь двумя ярко выраженными максимумами, соответствующими направлению сформированных ребер микроструктуры.

Ослабление сигнала третьей гармоники, по-видимому, связано с уменьшением нелинейно-оптического отклика в результате лазерно-индуцированного образования дефектов в веществе. Сильная вытянутость зависимости в направлении, параллельном ребрам, объясняется влиянием факторов локального поля, действующего в рассматриваемой структуре.

Рис. 2. Ориентационные зависимости интенсивности третьей гармоники для микроструктуры и кристаллического кремния при одинаковых условиях фокусировки зондирующего излучения на образец. Сплошная кривая является теоретической аппроксимацией для кристаллического кремния с ориентацией поверхности (100) Таким образом, нами показана возможность микро- и наноструктурирования кремния при его облучении фемтосекундными лазерными импульсами, а также возможность диагностировать сформированные структуры с помощью метода генерации третьей гармоники.

Авторы благодарны Г.Д. Шандыбиной, Л. А. Голованю, В.Ю. Тимошенко и П.К.

Кашкарову за плодотворные дискуссии. Работа была поддержана проектами РФФИ №№ 04-02-08083 и 05-02-17035.

1..J. Bonse, S. Baudach, J. Kruger, W. Kautek, M. Lenzner, Appl. Phys. A, 74, 19- (2002).

2. F. Costache, S. Kouteva-Arguirova, J. Reif, Appl. Phys. A, 79, 1429-1432 (2004).

3. A.P. Singh, A. Kapoor, K.N.Tripathi, G.R. Kumar, Optics and Laser Technology, 34, 37-43, (2002).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 КОЭФФИЦИЕНТ ПОГЛОЩЕНИЯ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ВНУТРИ СЛАБОПОГЛОЩАЮЩЕЙ ВОДНОЙ МИКРОЧАСТИЦЫ ПРИ ЕЁ ОПТИЧЕСКОМ ПРОБОЕ Апексимов Д.В., Гейнц Ю.Э., Землянов А.А.

Институт оптики атмосферы СО РАН, г. Томск, Россия.

Были установлены размеры и локализации плазменных очагов в микрочастице при воздействии на неё фемтосекундных лазерных импульсов. Проведены расчеты коэффициента “плазменного” поглощения, а также его усредненного по объему капли значения.

При воздействии на слабопоглощающую частицу мощного лазерного излучения формируются плазменные очаги, как в теневой, так и в освещенной полусфере капли, которые являются областями активного поглощения лазерного излучения. Размеры данных очагов определяются по уровню интенсивности внутреннего оптического поля капли (см.рис.1).

Рис. 1. Зависимость отношения объёма плазмообразования к объёму микрочастицы от размера капли (а) освещенная (б) теневая полусфера, при облучении частицы фемтосекундным лазерным импульсом.

На основе численного решения скоростного уравнения для концентрации электронов плазмы в каждой точке частицы с привлечением нестационарной теории Ми был определён пространственно-временной профиль коэффициента “плазменного” поглощения, а также его усредненное по объему капли значение.

Расчёт пространственного распределения коэффициента поглощения производится по формуле I (r, t ) (r, t )dt e2 c (r ) m cn0 1 + ( c ) I (r, t )dt где e и m заряд и масса электрона соответственно, - частота лазерного излучения;

с - время между столкновениями электронов и ионов, с – скорость света, универсальная электрическая постоянная, n0 – показатель преломления среды, (r,t) концентрация электронов, I(r,t) – интенсивность внутреннего поля частицы.

34 ОПТИКА – Оказалось, что с переходом от пико- к фемтосекундным длительностям лазерного импульса плазменные области становятся более локализованными в пространстве частицы. При этом максимальный объемный коэффициент «плазменного» поглощения составляет ~ 2 мкм-1, а его среднее значение падает от ~ 1 мкм-1 для пикосекундного импульса до ~ 0.1 мкм-1 для импульса с длительностью 50 фс (см.рис.2).

a) б) Рис. 2. Зависимость среднего значения объёмного коэффициента “плазменного” поглощения частиц разного размера от интенсивности падающего излучения (а) пикосекундный режим tp = 1 пс (б) фемтосекундный режим tp = 50 фс.

Работа выполнена при финансовой поддержке гранта РФФИ № 03-05-64228 и гранта молодым ученым ИОА СО РАН.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ЧАСТОТНО-НЕВЫРОЖДЕННЫЕ ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ СОСТОЯНИЯ БИФОТОНОВ Е.В.Морева, Г.А.Масленников, С.П.Кулик, Р.Ф.Галеев * Московский Инженерно-Физический Институт (технический университет), Москва, Россия, ** Московский государственный университет им. М.В.Ломоносова, Москва, Россия.

Теоретически разработан и экспериментально реализован метод восстановления произвольного квантового состояния четырехуровневой оптической системы в коллинеарном, невырожденном по частоте режиме генерации спонтанного параметрического излучения. Высокая точность восстановления состояний (свыше 95%) свидетельствует об адекватности предложенных процедур реконструкции квантового состояния системы.

В последнее время в литературе широко обсуждаются методы реконструкции квантовых состояний индивидуальных квантовых объектов1-3. Такие оптические системы составляют широкий и очень привлекательный, с точки зрения передачи и хранения квантовой информации, класс состояний. Такой интерес, кроме чисто фундаментальных аспектов, вызван повышением стойкости существующих квантовых систем распределения ключа (по отношению к некоторым классам атак на ключ).

В настоящей работе исследовались частотно-невырожденные, коллинеарные состояния бифотонов, образующиеся в результате спонтанного параметрического рассеяния (СПР). Вектор состояния бифотонного поля в произвольном чистом поляризационном записывается в виде:

= c1 H, H + c2 H,V + c3 V, H + c4 V, V, (1) 1 2 1 2 1 2 1 c = 1.

где ci = ci exp{ii } и i i = Поскольку состояние (1) представляется в виде разложения по четырем базисным состояниям, оно получило название кукварт (ququart), по аналогии с кубитом (qubit) и кутритом (qutrit) - состояниями двух- и трехуровневых систем, соответственно.

Свойства двухмодового бифотонного поля полностью определяются матрицей когерентности, предложенной Клышко4.

A G E F * E B I K K4 = * (3) F L I* C * G D K* L* A = a1 a2 a1 a2, B = a1 b2 a1 b2, C = b1+ a2 b1 a2, D = b1+ b2 b1 b ++ ++ + + (4) E = a1+ a2 a1 b2, F = a1+ a2 b1 a2, G = a1+ a2 b1 b2, + + + (5) I = a1+ b2+ b1 a2, K = a1+ b2 b1 b2, L = b1+ a2 b1 b + + Три действительных момента (4) и шесть комплексных (5) полностью определяют произвольное состояние кукварта.

36 ОПТИКА – Экспериментальная установка для исследования произвольного кукварта (рис.1) состоит из двух блоков: “приготовительного” и “измерительного”. Блок приготовления включает в себя кристалл йодата лития с синхронизмом 1-го типа и задающую кварцевую пластинку. Измерительный блок состоит из двух кварцевых пластинок, помещенных перед схемой Брауна-Твисса со светоделителем, нечувствительным к поляризации и поляризационными фильтрами в обоих плечах.

Отсчеты в каждом плече регистрируются фотодетекторами, импульсы с которых подаются на схему совпадений.

Рис.1. Установка для томографии куквартов, включающая две части:

приготовительную и измерительную.

Полученные значения меры соответствия(fidelity) между экспериментальным и теоретическим состояниями (свыше 95%) во-первых, указывают на хорошее качество приготавливаемых состояний, а во-вторых, подтверждают применимость предложенной процедуры томографии для восстановления состояний куквартов.

1. R.T. Thew, K. Nemoto, A.G. White, W.J. Munro, Phys.Rev.A., 66, 012303 (2002).

2. Л.А. Кривицкий, С.П. Кулик, А.Н. Пенин, М.В. Чехова, ЖЭТФ, 124, 4(10), (2003).

3. D.F.V. James, P. Kwiat, W. Munro, A. White, Phys. Rev. A., 64, 052312 (2001).

4. Д.Н. Клышко, ЖЭТФ, 111, вып.6, стр. 1955, (1997).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 РАСПРОСТРАНЕНИЕ ИМПУЛЬСА САМОИНДУЦИРОВАННОЙ ПРОЗРАЧНОСТИ В СРЕДАХ С ПРОСТРАНСТВЕННОЙ ДИСПЕРСИЕЙ Гладуш Ю.Г., Камчатнов А.М.* Московский Государственный Университет им. Ломоносова, Москва, Россия, *Институт спектроскопии РАН, Троицк, Россия.

Рассмотрено распространение импульса самоиндуцированной прозрачности в средах с пространственной дисперсией. Предложено обобщение двухуровневой модели атомов, учитывающее перенос возбуждений среды экситонами. Показано, что эффекты пространственной дисперсии могут оказаться существенными при резонансном переходе и достаточно большой длительности импульса.

Рассмотрена задача о распространении импульса самоиндуцированной прозрачности (СИП) с учетом пространственной дисперсии, обусловленной движением экситонов. В случае классического СИП для больших длительностей импульса T его скорость распространения обратно пропорциональна квадрату длительности T. Следовательно, при некоторой длительности импульса скорость распространения солитона может по порядку величины сравняться со скоростью движения экситонов. В этом случае рассматриваемые нами эффекты могут оказаться существенными. Предложены модифицированные оптические уравнения Блоха, учитывающие перенос энергии экситонами, взаимодействующими с электромагнитным полем. Они, совместно с волновым уравнением, решены с помощью метода обратной задачи рассеяния, причем найдены как периодические, так и солитонные решения. Основным результатом работы является то, что при нулевой отстройке частоты света от частоты резонансного перехода и достаточно большой длительности импульса T теряется зависимость скорости распространения солитона от T. Рассмотренные нами эффекты могут оказаться существенными при распространении электромагнитного импульса в молекулярных кристаллах, микрорезонаторах, наноструктурах, J-агрегатах и в других ситуациях.

38 ОПТИКА – ФОРМИРОВАНИЕ НЕЛИНЕЙНОГО ОПТИЧЕСКОГО ОТКЛИКА В РАСТВОРАХ КРАСИТЕЛЕЙ ПРИ БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНОМ ПЕРЕНОСЕ ЭНЕРГИИ Михневич С.Ю., Горбацевич С.К.* Институт Физики, НАН Беларуси, Минск, Беларусь * Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь Проведено моделирование переноса энергии электронного возбуждения в твердых растворах красителей при интенсивном возбуждении. Изучено влияние этого процесса на характеристики флуоресценции сред.

Показано, что в системе с переносом энергии между множественными центрами возможно формирование нелинейного оптического отклика.

Явление оптической нелинейности широко используется для создания различных устройств обработки информации, для формирования световых пучков и импульсов. Поэтому в последнее время активно ведется поиск новых видов нелинейности или новых сред, обладающих такими свойствами. Обычно нелинейные свойства сред являются усредненными по некоторому ансамблю молекул или атомов характеристиками. В данной работе развивается теория нелинейного оптического отклика системы, который формируется за счет взаимодействий (переноса энергии) между молекулами в ансамблях.

В работе рассмотрены характеристики флуоресценции твердых растворов двух красителей (доноры и акцепторы) с безызлучательным переносом энергии электронного возбуждения между ними при интенсивном возбуждении.

Предполагается, что велика вероятность перехода молекул в триплетное состояние и концентрация молекул донора много меньше концентрации молекул акцептора.

Таким образом, в растворах формируются ансамбли молекул с одним донором и множеством акцеторов, на которые происходит перенос энергии. Отметим, что вероятность переноса энергии на конкретный акцептор зависит от того, в каком состоянии находятся все другие акцепторы. Процессы переноса в описанной системе были смоделированы с использованием метода Монте-Карло. Показано, что в таких растворах возможно формирование немонотонной зависимости интенсивности флуоресценции от интенсивности возбуждающего излучения.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 MEASURING FOUR-PHOTON CORRELATION FUNCTIONS IN THE PULSED MODE Iskhakov T.Sh., Chekhova M.V., Agafonov I.N., Ivanova O.A.

M.V. Lomonosov Moscow State University, Moscow, Russia.

In the work we present a method to measure n-th order correlation functions in the pulsed regime of parametric down-conversion. A setup for the realization of this method together with some preliminary results is also presented.

In some cases, it is necessary to measure multi-photon correlation functions in the pulsed mode. Then the drop in the number of coincidences with the increase in the order of the correlation function is not so fast as in the cw mode. The mean number of n-fold coincidences per pulse is n- T N(n) = g(n) N1 N 2... Nn c, c Tp where g (n) is the normalized n-photon Glauber’s correlation function [1], N i is the mean number of counts per pulse in the i-th detector, Tc is the coincidence circuit resolution, and Tp is the effective pulse duration.

In particular, this technique is important for the study of four-photon correlations in parametric down-conversion (PDC). The fourth-order correlation function for the state generated via PDC, both in the spontaneous and stimulated regimes, differs from the corresponding correlation function for the state obtained via a direct decay of pump photons into four-photon states [2], and this difference can be experimentally verified.

Fig.1 shows the setup for measuring multi-photon correlation functions of the order up to four in the regime of nanosecond pulses. The third-harmonic radiation of a YAG:Nd laser with the wavelength 353 nm and repetition rate 50 Hz is fed into a LiIO3 nonlinear crystal (NC) cut for frequency-degenerate collinear PDC phase matching. The mirror M reflects PDC radiation and transmits pump radiation. Three nonpolarizing beamsplitters BS divide the beam in four, after which the four beams are registered by avalanche diodes APDi. The pulses after the detectors are registered in the gated mode (the gating signal is taken from the detector AD) and after delays Ti are fed to the coincidence circuit CC with the window 12 ns.

2. AD M NC SG YAG:Nd (3) C1 1. T APD (2) 1. g C2 T BS M APD A APD 0. C BS T APD CC 0. T C 20 25 30 35 40 45 50, ns 40 ОПТИКА – Fig.1. The experimental setup Fig.2. Normalized second-order correlation function for a pulsed pseudo-thermal source As an example, Fig. 2 shows the second-order correlation function measured for a pseudo-thermal pulsed source.

1. R.Glauber, Phys Rev. 130,2529 (1963).

2. O.A. Ivanova, M.V. Chekhova, JETP, 125, 1-5 (2003).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005 ДВУХУРОВНЕВАЯ АТОМНАЯ СИСТЕМА В СИЛЬНОМ СВЕТОВОМ ПОЛЕ Иванов В.С., Пулькин С.А., Фрадкин Э.Е.

Санкт-Петербургский государственный университет, Санкт-Петербург, Россия В работе представлен новый метод численного решения уравнений для матрицы плотности 2-хуровневой атомной системы в сильном световом поле.

Рассмотрим важный случай воздействия на 2-х уровневую атомную систему сильного светового поля, представимого в виде:

E (t ) = E0 (t ) cos(21t + ), где 21 - частота перехода 2-хуровневой атомной системы, - начальная фаза поля, E 0 (t ) - действительная периодическая функция с периодом T.

Система уравнений для элементов матрицы плотности в приближении вращающейся волны принимает вид:

dq dt = a (t ) p 1 (q q 0 ) dp, (1) = a (t )q 2 p dt где q = 11 22, p = 2i12 exp( i 21t i), 1 - постоянная релаксации уровней, 2 - полуширина линии перехода, q0 - начальная разность заселенностей E 0 (t )d уровней, a (t ) =, d 12 - дипольный момент перехода.

h Пусть q (t ) и p (t ) - периодические решения системы (1). Перейдем к новой функции y (t ), заданной следующей формулой:

t y (t ) = q (t ) ir p (t ) + (2 1 ) exp( 1t ) p ( s ) exp(1 s )ds, (2) где r 0 - действительное число. Запишем уравнение для функции y (t ) :

a (t ) y = ira (t ) y 1 ( y q 0 ) r t Im( y ) + (1 2 ) exp( 2 t ) Im( y ( s ) ) exp(2 s )ds r 2 Im( y ). (3) Мы предлагаем использовать уравнение (3) для нахождения y (t ) при помощи рекурсии. Для этого полагаем y 0 (t ) = q 0 и строим последовательность {y n (t )}, где y n (t ) находится как периодическое решение уравнения a (t ) y = ira (t ) y n 1 ( y n q 0 ) Im( y n 1 (t ) ) + r n 42 ОПТИКА – t + (1 2 ) exp( 2 t ) Im( y n 1 ( s ) ) exp(2 s )ds r 2 Im( y n 1 (t ) ). (4) Полученный ряд функций y n (t ) будет сходиться к y (t ) (при надлежащем выборе постоянной r ). Зная y (t ), мы можем найти теперь q (t ) и p (t ) :

q (t ) = Re( y (t ) ) p (t ) = 1 Im( y (t ) ) + ( )exp( t ) Im( y ( s ) )exp( s )ds.

t (5) 1 2 r Для нахождения числа r, дающего хорошую сходимость последовательности {y n (t )}, предположим, что a(t ) разложима в ряд Фурье:

a (t ) = ak exp( ikt ), (6) k = где =. Тогда мы предлагаем находить r из равенства:

T 2 2 ak 1 ak r2 =. (7) 2 2 + k 2 2 1 + k 2 k = k = 1. П.А. Апанасевич. Основы теории взаимодействия света с веществом. Мн.:

Наука и техника, 1977.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 11 |
 







 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

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.