Неравновесная плазма

Выделение области параметров сверхкоротких световых импульсов  соответствуют новым направлениям в исследовании сверхбыстрых процессов  в нелинейной оптике.

Переход к  фемтосекундным импульсам – это очередной скачок по шкале интенсивности света. При длительности импульса  τ_и = 100фс сравнительно небольшой энергии W  = 0,1 Дж соответствует мощность P = 10¹²Вт. Таким образом, удается перейти к уровням мощности, которые еще совсем недавно удавалось получить только в мультикилоджоульных установках предназначенных для управляемого термоядерного синтеза. В поле сфокусированных фемтосекундных импульсов получены интенсивности света 10²¹ Вт/см² и напряженности светового поля достигают 5·10¹¹ Вт/см. Речь идет, таки образом, о полях превышающих внутриатомные (E_a = 5·10⁹ В/см для атома водорода).

Фазировка спектральных компонент позволяет укоротить световой импульс и резко увеличить его пиковую мощность. При этом предел длительности импульса устанавливается спектральной шириной света

Δt_min = 2π/Δω

Отсюда видно: для получения  предельно коротких световых импульсов, под огибающей которых укладывается всего лишь несколько периодов световых колебаний, необходимо иметь излучение, ширина спектра которого приближается к несущей частоте.

 

 

---------картинка--------- (не знаю пока как ее сюда вставить, так как она у меня на рукописном листочке, а навыков рисования у меня нет, так что в ближайшем будущем я планирую раздобыть фотоаппарат и оцифровать эту картинку)

 

Быстрая фазовая модуляция, расширяющая спектр, получается здесь  за счет самовоздействия исходного импульса в среде с кубической нелинейности.

Пусть у нас есть сверхкороткий  монохроматический импульс Гаусовой формы с частотой ω в веществе с нелинейным показателем преломления.

 

E = A∙cos(ω∙t - k∙z),   

 

 

Его интенсивность, как функцию времени можно записать как

I(t) = I₀∙exp) I₀ - максимальная интенсивность

2∙τ – полуширина импульса

Согласно эффекту Керра, во время его распространения  коэфицент преломления в каждой точке среды будет функцией интенсивности в этой точке.

n(I) = n₀ + n₂∙I,  n₀ – линейный показатель преломления

n₂ – нелинейный показатель второго порядка

В зависимости от знака  n₂ будет наблюдаться самофокусировка или самодефокусировка.

Если наш импульс будет  распространяться в такой среде  он будет испытывать фазовую самомодуляцию. Полный фазовый набег, приобретаемый импульсом на дистанции Z,

Φ = k∙z = (ω/c)n₀z + (ω/c)n₂∙I∙z

Поскольку интенсивность  света зависит от вермени, возникает зависящая от времени нелинейная добавка к фазе

Φ(t) = = (ω/c)n₂∙I∙z

Уширение частотного спектра  импульса, возникающее вследствие самомодуляции, можно оценить как

Δω = (ω/c)n₂z(I₀/τ₀),  где τ₀ – длительность импульса

  I₀ – пиковая интенсивность.

 

 

 

То есть частотный спектр импульса сильно расширяется. Посылая испытавший фазовую самомодуляцию импульс в соответствующим образом подобранную диспрегирующую среду, можно сжать импульс по длительности:

Δt_min = 2∙π/Δω = τ₀(λ/n₂∙I₀∙z), где λ – длина световой волны

 

График зависимости частоты от времени показывает, что вблизи максимума интенсивности частота изменяется почти линейно.

ω(t) = ω₀ + α∙t, где α = ∙t∙exp)

Таким образом для получения  импульсов с длительностью, сравнимой  с  периодом оптических колебаний, диапазон сканирования частоты Δω должен быть сравним с несущей частотой ω. Реальным способом создания необходимой частотной модуляции является фазовая саммодуляция света в среде с практически безынерционной нелинейностью (электронный эффект Керра).

Безынерционность нелинейного отклика, как правило, связана с малостью нелинейной добавки к показателю преломления n₂, поэтому необходимы большие длины взаимодействия z. Подходящими средами для создания фазовой модуляции оказались волоконные световоды.