Ультракороткий импульс

Лазерный импульс длительностью пикосекунда (10^-12 с) или менее

В оптике сверхкороткий импульс , также известный как сверхбыстрое событие , представляет собой электромагнитный импульс , длительность которого составляет порядка пикосекунды (10–12 ^секунд ) или меньше. Такие импульсы имеют широкополосный оптический спектр и могут создаваться генераторами с синхронизацией мод . Усиление ультракоротких импульсов почти всегда требует применения метода усиления чирпированных импульсов , чтобы избежать повреждения активной среды усилителя.

Они характеризуются высокой пиковой интенсивностью (или, правильнее, облученностью ), что обычно приводит к нелинейным взаимодействиям в различных материалах, включая воздух. Эти процессы изучаются в области нелинейной оптики .

В специальной литературе под «ультракороткими» понимают фемтосекундный (фс) и пикосекундный (пс) диапазоны, хотя такие импульсы уже не являются рекордсменами по кратчайшим искусственно генерируемым импульсам. Действительно, сообщалось о рентгеновских импульсах длительностью в аттосекундном масштабе времени.

Нобелевская премия по химии 1999 года была присуждена Ахмеду Зеваилу за использование ультракоротких импульсов для наблюдения химических реакций в тех временных масштабах, в которых они происходят, ^[1] открывших область фемтохимии . Еще одна Нобелевская премия, Нобелевская премия по физике 2023 года , также была присуждена за ультракороткие импульсы. Эта премия была присуждена Пьеру Агостини , Ференцу Краусу и Анне Л'Юйе за разработку аттосекундных импульсов и их способность исследовать динамику электронов. ^[2]

Определение

Ультракороткий световой импульс с положительным чирпом во временной области.

Стандартного определения ультракороткого импульса не существует. Обычно атрибут «сверхкороткий» применяется к импульсам длительностью несколько десятков фемтосекунд, но в более широком смысле любой импульс длительностью менее нескольких пикосекунд можно считать сверхкоротким. Различие между «сверхкоротким» и «сверхбыстрым» необходимо, поскольку скорость распространения импульса является функцией показателя преломления среды, через которую он проходит, тогда как «сверхкороткий» относится к временной ширине импульсного волнового пакета . ^[3]

Типичным примером является чирпированный гауссовский импульс, волна , амплитуда поля которой соответствует огибающей Гаусса , а мгновенная фаза имеет развертку по частоте .

Фон

Реальное электрическое поле, соответствующее ультракороткому импульсу, колеблется с угловой частотой ω ₀ , соответствующей центральной длине волны импульса. Для облегчения расчетов определяется комплексное поле E ( t ). Формально он определяется как аналитический сигнал , соответствующий реальному полю.

Центральная угловая частота ω ₀ обычно явно записывается в комплексном поле, которое можно разделить как временную функцию интенсивности I ( t ) и временную фазовую функцию ψ ( t ):

${\displaystyle E(t)={\sqrt {I(t)}}e^{i\omega _{0}t}e^{i\psi (t)}}$

Выражение комплексного электрического поля в частотной области получается из преобразования Фурье E ( t ) :

${\displaystyle E(\omega )={\mathcal {F}}(E(t))}$

Из-за присутствия термина E ( ω ) сосредоточено вокруг ω ₀ , и общепринятой практикой является обращение к E ( ω - ω ₀ ), записывая просто E ( ω ), что мы и будем делать в оставшейся части Эта статья. ${\displaystyle e^{i\omega _{0}t}}$

Как и во временной области, интенсивность и фазовую функцию можно определить в частотной области:

${\displaystyle E(\omega )={\sqrt {S(\omega )}}e^{i\phi (\omega )}}$

Величина — это спектральная плотность мощности (или просто спектр ) импульса, а — фазовая спектральная плотность (или просто спектральная фаза ). Пример спектральных фазовых функций включает случай, когда - константа, и в этом случае импульс называется импульсом с ограниченной полосой пропускания , или где - квадратичная функция, и в этом случае импульс называется чирпированным импульсом из-за присутствия мгновенного импульса. развертка частоты. Такой чирп может возникать при распространении импульса через материалы (например, стекло) и возникает из-за их дисперсии . Это приводит к временному уширению пульса. ${\displaystyle S(\omega )}$ ${\displaystyle \phi (\omega )}$ ${\displaystyle \phi (\omega )}$ ${\displaystyle \phi (\omega )}$

Функции интенсивности — временные и спектральные — определяют временную длительность и ширину полосы спектра импульса. Как указано в принципе неопределенности , их произведение (иногда называемое произведением ширины полосы времени) имеет нижнюю границу. Это минимальное значение зависит от определения длительности и формы импульса. Для данного спектра минимальное произведение временной ширины и, следовательно, самый короткий импульс получается с помощью импульса, ограниченного преобразованием, т. е. для постоянной спектральной фазы . С другой стороны, высокие значения произведения ширины полосы пропускания указывают на более сложный импульс. ${\displaystyle I(t)}$ ${\displaystyle S(\omega )}$ ${\displaystyle \phi (\omega )}$

Контроль формы импульса

Хотя оптические устройства, также используемые для непрерывного света, такие как расширители луча и пространственные фильтры, могут использоваться для ультракоротких импульсов, некоторые оптические устройства были специально разработаны для ультракоротких импульсов. Одним из них является компрессор импульсов ^[4] — устройство , с помощью которого можно управлять спектральной фазой ультракоротких импульсов. Он состоит из последовательности призм или решеток. При правильной настройке он может изменить спектральную фазу φ ( ω ) входного импульса так, чтобы выходной импульс представлял собой импульс с ограниченной полосой пропускания и минимально возможной продолжительностью. Формирователь импульсов можно использовать для более сложных изменений как фазы, так и амплитуды ультракоротких импульсов.

Для точного управления импульсом необходима полная характеристика спектральной фазы импульса, чтобы получить определенную спектральную фазу импульса (например, с ограничением преобразования ). Затем для управления импульсом можно использовать пространственный модулятор света в плоскости 4f. Фазовое сканирование многофотонной внутриимпульсной интерференции (MIIPS) — это метод, основанный на этой концепции. Посредством фазового сканирования пространственного модулятора света MIIPS может не только определять характеристики, но и манипулировать ультракороткими импульсами, чтобы получить необходимую форму импульса в целевой точке (например, импульс с ограниченным преобразованием для оптимизации пиковой мощности и другие конкретные формы импульса). Если формирователь импульсов полностью откалиброван, этот метод позволяет управлять спектральной фазой ультракоротких импульсов с помощью простой оптической установки без движущихся частей. Однако точность MIIPS несколько ограничена по сравнению с другими методами, такими как оптическое стробирование с частотным разрешением (FROG). ^[5]

Методы измерения

Существует несколько методов измерения ультракоротких оптических импульсов.

Автокорреляция интенсивности дает ширину импульса, когда предполагается определенная форма импульса.

Спектральная интерферометрия (СИ) — это линейный метод, который можно использовать, когда доступен заранее охарактеризованный эталонный импульс. Это придает интенсивность и фазу. Алгоритм, который извлекает интенсивность и фазу из сигнала SI, является прямым. Спектральная фазовая интерферометрия для прямой реконструкции электрического поля (SPIDER) — это метод нелинейной самореференции, основанный на интерферометрии спектрального сдвига. Этот метод аналогичен SI, за исключением того, что опорный импульс является своей спектрально-сдвинутой копией, что позволяет получить спектральную интенсивность и фазу зондирующего импульса с помощью процедуры прямой фильтрации БПФ , аналогичной SI, но которая требует интегрирования фазы. извлекается из интерферограммы для получения фазы зондирующего импульса.

Оптическое стробирование с частотным разрешением (FROG) — это нелинейный метод, который определяет интенсивность и фазу импульса. Это спектрально разрешенная автокорреляция. Алгоритм, извлекающий интенсивность и фазу из трассы FROG, является итеративным. Серьезное наблюдение сверхбыстро падающих электронных полей лазерного света с устранением решеток ( GRENOUILLE ) представляет собой упрощенную версию FROG. ( Гренуй по-французски означает « лягушка ».)

ЛЧМ-сканирование — это метод, аналогичный MIIPS , который измеряет спектральную фазу импульса, применяя линейное изменение квадратичных спектральных фаз и измеряя спектры второй гармоники. Что касается MIIPS, который требует множества итераций для измерения спектральной фазы, то для определения как амплитуды, так и фазы импульса необходимы только два сканирования с ЛЧМ-сигналом. ^[6]

Фазовое сканирование многофотонной внутриимпульсной интерференции (MIIPS) - это метод определения характеристик ультракоротких импульсов и управления ими.

Распространение волновых пакетов в неизотропных средах

Чтобы частично повторить приведенное выше обсуждение, аппроксимация медленно меняющейся огибающей (SVEA) электрического поля волны с центральным волновым вектором и центральной частотой импульса определяется выражением: ${\displaystyle {\textbf {K}}_{0}}$ ${\displaystyle \omega _{0}}$

${\displaystyle {\textbf {E}}({\textbf {x}},t)={\textbf {A}}({\textbf {x}},t)\exp(i{\textbf {K}}_{0}{\textbf {x}}-i\omega _{0}t)}$

Рассматривается распространение СВЭА электрического поля в однородной дисперсионной неизотропной среде. Предполагая, что импульс распространяется в направлении оси z, можно показать, что огибающая для одного из наиболее общих случаев, а именно для двухосного кристалла, определяется УЧП : [ ^7] ${\displaystyle {\textbf {A}}}$

${\displaystyle {\frac {\partial {\textbf {A}}}{\partial z}}=~-~\beta _{1}{\frac {\partial {\textbf {A}}}{\partial t}}~-~{\frac {i}{2}}\beta _{2}{\frac {\partial ^{2}{\textbf {A}}}{\partial t^{2}}}~+~{\frac {1}{6}}\beta _{3}{\frac {\partial ^{3}{\textbf {A}}}{\partial t^{3}}}~+~\gamma _{x}{\frac {\partial {\textbf {A}}}{\partial x}}~+~\gamma _{y}{\frac {\partial {\textbf {A}}}{\partial y}}}$

${\displaystyle ~~~~~~~~~~~~+~i\gamma _{tx}{\frac {\partial ^{2}{\textbf {A}}}{\partial t\partial x}}~+~i\gamma _{ty}{\frac {\partial ^{2}{\textbf {A}}}{\partial t\partial y}}~-~{\frac {i}{2}}\gamma _{xx}{\frac {\partial ^{2}{\textbf {A}}}{\partial x^{2}}}~-~{\frac {i}{2}}\gamma _{yy}{\frac {\partial ^{2}{\textbf {A}}}{\partial y^{2}}}~+~i\gamma _{xy}{\frac {\partial ^{2}{\textbf {A}}}{\partial x\partial y}}+\cdots }$

где коэффициенты содержат эффекты дифракции и дисперсии, которые были определены аналитически с помощью компьютерной алгебры и проверены численно с точностью до третьего порядка как для изотропных, так и для неизотропных сред, действительных в ближнем и дальнем поле. является обратной проекцией групповой скорости. Термин «дисперсия групповой скорости» (ДГС) или дисперсия второго порядка; он увеличивает длительность импульса и изменяет его по мере распространения через среду. Член in представляет собой дисперсионный член третьего порядка, который может еще больше увеличить длительность импульса, даже если он обращается в нуль. Члены в и описывают затухание импульса; коэффициент представляет собой отношение компоненты групповой скорости и единичного вектора в направлении распространения импульса (ось z). Члены и описывают дифракцию оптического волнового пакета в направлениях, перпендикулярных оси распространения. Члены в и содержащие смешанные производные по времени и пространству вращают волновой пакет вокруг осей и соответственно, увеличивают временную ширину волнового пакета (помимо увеличения за счет ДГД), увеличивают дисперсию в направлениях и соответственно, и увеличивать чирп (в дополнение к тому, что обусловлено ), когда последний и/или и не равны нулю. Терм вращает волновой пакет в плоскости. Как ни странно, из-за ранее неполных расширений такое вращение импульса не было реализовано до конца 1990-х годов, но было экспериментально подтверждено. ^[8] Обнаружено, что в третьем порядке правая часть приведенного выше уравнения имеет следующие дополнительные члены для случая одноосного кристалла: ^[9] ${\displaystyle \beta _{1}}$ ${\displaystyle \beta _{2}}$ ${\displaystyle \beta _{3}}$ ${\displaystyle \beta _{2}}$ ${\displaystyle \gamma _{x}}$ ${\displaystyle \gamma _{y}}$ ${\displaystyle \gamma _{x}~(\gamma _{y})}$ ${\displaystyle x~(y)}$ ${\displaystyle \gamma _{xx}}$ ${\displaystyle \gamma _{yy}}$ ${\displaystyle \gamma _{tx}}$ ${\displaystyle \gamma _{ty}}$ ${\displaystyle y}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle y}$ ${\displaystyle \beta _{2}}$ ${\displaystyle \gamma _{xx}}$ ${\displaystyle \gamma _{yy}}$ ${\displaystyle \gamma _{xy}}$ ${\displaystyle x-y}$

${\displaystyle \cdots ~+~{\frac {1}{3}}\gamma _{txx}{\frac {\partial ^{3}{\textbf {A}}}{\partial x^{2}\partial t}}~+~{\frac {1}{3}}\gamma _{tyy}{\frac {\partial ^{3}{\textbf {A}}}{\partial y^{2}\partial t}}~+~{\frac {1}{3}}\gamma _{ttx}{\frac {\partial ^{3}{\textbf {A}}}{\partial t^{2}\partial x}}+\cdots }$

Первое и второе слагаемые отвечают за кривизну распространяющегося фронта импульса. Эти члены, в том числе член in, присутствуют в изотропной среде и объясняют сферическую поверхность распространяющегося фронта, исходящего от точечного источника. Этот термин может быть выражен через показатель преломления, частоту и его производные, и этот термин также искажает пульс, но таким образом, что меняет роли и (подробности см. в ссылке Триппенбаха, Скотта и Бэнда). До сих пор подход здесь линейный, но нелинейные дисперсионные термины широко распространены в природе. Исследования, включающие дополнительный нелинейный член, показали, что такие члены оказывают глубокое влияние на волновой пакет, включая, среди прочего, самоусиление волнового пакета. ^[10] Нелинейные аспекты в конечном итоге приводят к оптическим солитонам . ${\displaystyle \beta _{3}}$ ${\displaystyle \gamma _{txx}}$ ${\displaystyle \omega }$ ${\displaystyle \gamma _{ttx}}$ ${\displaystyle t}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle \gamma _{nl}|A|^{2}A}$

Несмотря на то, что SVEA довольно распространен, он не требует формулировки простого волнового уравнения, описывающего распространение оптических импульсов. Фактически, как показано в ^[11] , даже очень общая форма электромагнитного волнового уравнения второго порядка может быть разложена на направленные компоненты, обеспечивая доступ к единому волновому уравнению первого порядка для самого поля, а не для его огибающей. Для этого необходимо лишь предположить, что эволюция поля происходит медленно в масштабе длины волны и вообще не ограничивает ширину полосы импульса, как это наглядно демонстрируется. ^[12]

Высокие гармоники

Ультракороткие импульсы высокой энергии можно генерировать посредством генерации высоких гармоник в нелинейной среде . Ультракороткий импульс высокой интенсивности будет генерировать в среде множество гармоник ; затем с помощью монохроматора выбирается конкретная интересующая гармоника . Этот метод использовался для получения ультракоротких импульсов в режимах крайнего ультрафиолета и мягкого рентгеновского излучения из импульсов ближнего инфракрасного титан-сапфирового лазера .

Приложения

Усовершенствованная 3D-микро-/нанообработка материалов

Способность фемтосекундных лазеров эффективно изготавливать сложные структуры и устройства для широкого спектра применений широко изучалась в течение последнего десятилетия. Современные методы лазерной обработки ультракороткими световыми импульсами могут использоваться для структурирования материалов с субмикрометровым разрешением. Прямая лазерная запись (DLW) подходящих фоторезистов и других прозрачных сред позволяет создавать сложные трехмерные фотонные кристаллы (PhC), микрооптические компоненты, решетки, каркасы тканевой инженерии (TE) и оптические волноводы. Такие структуры потенциально полезны для расширения возможностей приложений следующего поколения в области телекоммуникаций и биоинженерии, которые основаны на создании все более сложных миниатюрных деталей. Точность, скорость изготовления и универсальность сверхбыстрой лазерной обработки делают ее жизненно важным промышленным инструментом для производства.^[13]

Микрообработка

Среди применений фемтосекундного лазера были проведены эксперименты по микротекстурированию поверхностей имплантатов для улучшения формирования кости вокруг циркониевых зубных имплантатов. Метод продемонстрировал свою точность с очень низким термическим повреждением и уменьшением загрязнения поверхности. Исследования на задних животных показали, что увеличение кислородного слоя, а также микро- и наноструктур, создаваемых микротекстурированием фемтосекундным лазером, приводит к более высокой скорости костеобразования, более высокой плотности кости и улучшению механической стабильности. ^{[14] [15] [16]}

Смотрите также

• Аттосекундная хроноскопия
• Импульс с ограниченной полосой пропускания
• Фемтохимия
• Частотная гребенка
• Медицинская визуализация : ультракороткие лазерные импульсы используются в многофотонных флуоресцентных микроскопах.
• Оптическая связь (Ультракороткие импульсы) Фильтрация и формирование импульсов.
• Генерация и обнаружение терагерцовых (Т-лучей).
• Сверхбыстрая лазерная спектроскопия
• Волновой пакет

Рекомендации

1. «Нобелевская премия по химии 1999 г.». NobelPrize.org . Проверено 18 октября 2023 г.
2. «Нобелевская премия по физике 2023». NobelPrize.org . Проверено 18 октября 2023 г.
3. Пашотта, Рюдигер. «Энциклопедия лазерной физики и техники - ультракороткие импульсы, фемтосекундные, лазерные». www.rp-photonics.com .
4. Дж. К. Дильс, Фемтосекундные лазеры на красителях, в книге «Принципы лазера на красителях» , Ф. Дж. Дуарте и Л. В. Хиллман (ред.) (Academic, Нью-Йорк, 1990), Глава 3.
5. Комин, Альберто; Роудс, Мишель; Чесельский, Ричард; Требино, Рик; Харчух, Ахим (2015). «Импульсная характеристика в сверхбыстрой микроскопии: сравнение FROG, MIIPS и G-MIIPS». Клео: 2015 год . стр. SW1H.5. doi :10.1364/CLEO_SI.2015.SW1H.5. ISBN 978-1-55752-968-8. S2CID  23655339.
6. Лорио, Винсент; Гитцингер, Грегори; Забудь, Николас (2013). «Самостоятельная характеристика фемтосекундных лазерных импульсов с помощью чирп-сканирования». Оптика Экспресс . 21 (21): 24879–93. Бибкод : 2013OExpr..2124879L. дои : 10.1364/OE.21.024879 . ISSN  1094-4087. ПМИД  24150331.
7. Группа, Ю.Б.; Триппенбах, Марек (1996). «Распространение оптических волновых пакетов в неизотропных средах». Письма о физических отзывах . 76 (9): 1457–1460. Бибкод : 1996PhRvL..76.1457B. doi : 10.1103/PhysRevLett.76.1457. ПМИД  10061728.
8. Радзевич, К.; Красинский, Дж.С.; Ла Гроун, MJ; Триппенбах, М.; Группа, Ю.Б. (1997). «Интерферометрическое измерение наклона фемтосекундного волнового пакета в кристалле рутила». Журнал Оптического общества Америки Б. 14 (2): 420. Бибкод : 1997JOSAB..14..420R. дои : 10.1364/JOSAB.14.000420.
9. Триппенбах, Марек; Скотт, штат Техас; Группа, Ю.Б. (1997). «Распространение лучей и импульсов в ближней и дальней зоне в рассеивающих средах» (PDF) . Оптические письма . 22 (9): 579–81. Бибкод : 1997OptL...22..579T. дои : 10.1364/OL.22.000579. ПМИД  18185596.
10. Триппенбах, Марек; Группа, Ю.Б. (1997). «Динамика расщепления коротких импульсов в дисперсионных нелинейных средах». Физический обзор А. 56 (5): 4242–4253. Бибкод : 1997PhRvA..56.4242T. doi : 10.1103/PhysRevA.56.4242.
11. Кинслер, Пол (2010). «Распространение оптического импульса с минимальными приближениями». Физический обзор А. 81 (1): 013819. arXiv : 0810.5689 . Бибкод : 2010PhRvA..81a3819K. doi :10.1103/PhysRevA.81.013819. ISSN  1050-2947.
12. Дженти, Г.; Кинслер, П.; Киблер, Б.; Дадли, Дж. М. (2007). «Моделирование динамики субциклов и генерации гармоник в нелинейных волноводах с помощью нелинейных огибающих». Оптика Экспресс . 15 (9): 5382–7. Бибкод : 2007OExpr..15.5382G. дои : 10.1364/OE.15.005382 . ISSN  1094-4087. ПМИД  19532792.
13. Малинаускас, Мангирдас; Жукаускас, Альбертас; Хасэгава, Сатоши; Хаясаки, Ёсио; Мизейкис, Вигантас; Буйвидас, Ричардас; Юодказис, Саулюс (2016). «Сверхбыстрая лазерная обработка материалов: от науки к промышленности». Свет: наука и приложения . 5 (8): e16133. Бибкод : 2016LSA.....5E6133M. дои : 10.1038/lsa.2016.133. ISSN  2047-7538. ПМЦ 5987357 . ПМИД  30167182. 
14. Дельгадо-Руис, РА; Кальво-Гирадо, JL; Морено, П.; Гуардиа, Дж.; Гомес-Морено, Г.; Мате-Санчес, JE; Рамирес-Фернандес, П.; Чива, Ф. (2011). «Фемтосекундное лазерное микроструктурирование циркониевых дентальных имплантатов». Журнал исследований биомедицинских материалов. Часть B: Прикладные биоматериалы . 96Б (1): 91–100. дои : 10.1002/jbm.b.31743. ISSN  1552-4973. ПМИД  21061361.
15. Кальво Гирадо и др., 2013 и 2014 гг.
16. Дельгадо-Руис и др., 2014)

дальнейшее чтение

• Хирлиманн, К. (2004). «Импульсная оптика». В Рюльере, Клод (ред.). Фемтосекундные лазерные импульсы: принципы и эксперименты (2-е изд.). Нью-Йорк: Спрингер. ISBN 0-387-01769-0.
• Эндрю М. Вайнер (2009). Сверхбыстрая оптика. Хобокен, Нью-Джерси: Уайли. ISBN 978-0-471-41539-8.
• Дж. К. Дильс и В. Рудольф (2006). Явления сверхкоротких лазерных импульсов . Нью-Йорк, Академ. ISBN 978-0-12-215493-5.

Внешние ссылки

• Виртуальная фемтосекундная лаборатория Lab2
• Анимация распространения короткого импульса в случайной среде (YouTube)
• Сверхбыстрые лазеры: анимированное руководство по работе титан-сапфировых лазеров и усилителей.