«ТОМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ СИСТЕМ УПРАВЛЕНИЯ И РАДИОЭЛЕКТРОНИКИ (ТУСУР) Кафедра электронных приборов (ЭП) П.П. Гейко Взаимодействие оптического излучения с веществом Учебное пособие Томск 2007 Оглавление ...»

На основе фемтосекундных лазеров успешно разрабатываются технологии высокоточной резки и обработки материалов, а также системы трехмерной оптической памяти. При этом используется то обстоятельство, что воздействие фемтосекундного светового импульса на вещество может быть сильным, но одновременно локальным, т.е. сосредоточенным в очень маленьком объеме среды. Указанная возможность обусловлена, с одной стороны, малостью энергии импульса, а с другой стороны высокой интенсивностью света. Это непосредственно видно из формулы связывающей между собой энергию W и длительность импульса, площадь поперечного сечения пучка S и интенсивность света I. Например, для W = мкДж, = 10 фс, S = 10-7 см2 получаем I = 1016 Вт/см2. В световом поле такой интенсивности эффективно идут нелинейно-оптические процессы, такие как двухфотонное поглощение света, оптический пробой и т.п. Однако область пространства, в которой эти процессы проявляются заметным образом, оказывается весьма малой. Оценим, например, размер области конденсированной среды, в которой фемтосекундный световой импульс способен вызвать ионизацию атомов. Энергия ионизации атома составляет около 10 эВ, или 1,6 *10- Дж. Световой импульс с энергией 10 мкДж способен ионизовать, следовательно, около 5*1012 атомов. Считая, что на один атом приходится объем 3*10-23 см (такой объем занимает молекула воды в жидкой фазе), получим объем области ионизации V = 150 мкм3, что соответствует объему кубика с длиной ребра мкм. Итак, размер области, в которой сфокусированный фемтосекундный световой импульс сильно воздействует на вещество, изменяя его свойства, действительно может быть чрезвычайно малым.

Экспериментальные исследования подтверждают этот вывод. Изучение оптического пробоя прозрачных диэлектриков в поле сфокусированных фемтосекундных лазерных импульсов показывает, что линейный размер области пробоя может составлять всего лишь несколько микрон. С таким же пространственным разрешением удается воздействовать на молекулы в полимерной матрице, вызывая двухфотонное поглощение света и изменение структуры молекул. Последний эффект положен в основу разрабатываемых сейчас систем трехмерной оптической памяти. Плотность записи информации в таких системах может достигать 1012 бит/см. Весьма перспективны также технологические применения фемтосекундных лазеров, связанные с резкой материалов и обработкой поверхностей.

9.3. Перспективы исследований взаимодействия фемтосекундных импульсов с веществом Экспериментальная техника, методы и подходы, фемтосекундной лазерной оптики стремительно вторгаются в смежные разделы физики, химию, биологию и технику. Рассмотрим те направления исследований, которые сформировались последнее время и которые представляются особенно многообещающими.

а). Сверхкороткие рентгеновские и электронные импульсы.

Современная техника генерации таких импульсов во многом опирается на достижения пико- и фемтосекундной оптики. В этих важных как с физической, так и с прикладной точек зрения исследованиях сделаны только первые шаги;

пока речь идет, конечно, о линейных нестационарных явлениях. Среди возникающих здесь физических задач следует указать на нестационарное динамическое рассеяние рентгеновских лучей и электронов в совершенных кристаллах.

Чрезвычайно информативными обещают быть спектроскопические и структурные исследования, использующие для зондирования вещества короткие рентгеновские импульсы и электронные сгустки.

Уже сообщалось о получении коротких импульсов излучения в диапазоне длин волн 10-70 нм при фокусировке лазерных импульсов с длительностью фс и интенсивностью 1014 Вт/см2 на танталовую мишень, сходные результаты, полученны в поле фемтосекундных импульсов эксимерной лазерной системы при интенсивностях 1017 Вт/см2. Также построены генераторы электронных сгустков длительностью 20-150 пс, получаемых за счет фотоэмиссии с катода, освещаемого пикосекундным лазерным импульсом.

Оптически индуцированных рентгеновские импульсы использовались для спектроскопии сильно возбужденных ионов с временем разрешения 400 пс.

Осуществлен успешный эксперимент по пикосекундной электрохронографии.

Электронограмма тонкой поликристаллической пленки алюминия была получена с временным разрешением 20 пс, таким образом удалось наблюдать быстрый фазовый переход, индуцированный мощным лазерным импульсом.

Сейчас многие лаборатории занимаются совершенствованием пикосекундных рентгеновских и электронных источников, использующих лазерное возбуждение. Имеются все основания ожидать здесь быстрого прогресса, однако для создания эффективных спектроскопических и диагностических систем нужна адекватная регистрирующая аппаратура. Заметим вместе с тем, что прогрессируют и методы получения коротких рентгеновских импульсов, основанные на иных идеях, так предлагаются источники синхротронного излучения с длительностью импульса порядка 10 пс.

б). Сильные нелинейности, управление светом с помощью света.

Обычно локальный нелинейный отклик среды считается слабым: в средах с квадратичной нелинейностью Е, в средах с кубичной нелинейностью 3Е2. Сильный энергообмен между волнами с различающимися частотами, формирование стационарных нелинейных волн - солитонов, все это результаты проявляющихся на значительных расстояниях накапливающихся взаимодействий и самовоздействий. Вместе с тем в нелинейной оптике уже длительное время обсуждаются проблемы распространения волн в среде с сильным и быстрым локальным нелинейным откликом. В этой ситуации кардинально меняется картина нелинейного распространения и в особенности самовоздействия коротких импульсов.

Проявлениями сильной локальной нелинейности, нечетной по полю, могут стать безрезонаторная оптическая бистабильность, возможны, в частности, так называемые бистабильные солитоны и мультистабильность, стохастическая автомодуляция импульсов - столь разнообразными и сложными становятся самовоздействия в этом случае. Пока все эти явления наблюдаются в нелинейных системах с оптической или гибридной обратной связью. Поразительно многообразной оказывается динамика таких систем. Полное использование трехмерного характера светового поля в системах с двумерной обратной связью позволяет наблюдать широкий класс новых явлений - пространственную оптическую бистабильность и мультистабильность, генерацию динамических периодических пространственных структур и оптическую турбулентность. Тесно примыкают к этим явлениям и интенсивно исследуемые в последнее время поляризационные неустойчивости, мультистабильности и хаос.

Хотя в большинстве случаев эти новые явления наблюдаются в поле непрерывных и квазинепрерывных источников на сравнительно медленных, а потому и сильных, кубичных нелинейностях, несомненный принципиальный и прикладной интерес представляет переход к сверхкоротким импульсам.

Переключение бистабильных устройств, использующих нелинейно-оптические микрорезонаторы с одномерной обратной связью, осуществляется за времена порядка 1 пс. Быстрое переключение пространственных структур, двумерное и трехмерное переключение света светом, позволили бы создать сверхбыстродействующие аналоговые оптические компьютеры, оперирующие с нелинейными образами. Все это делает очень актуальными теоретические и экспериментальные исследования пикосекундной динамики нелинейных систем с обратной связью.

Генерация сверхсильных световых полей, ставшая возможной благодаря эффективному усилению фемтосекундных импульсов в широкополосных оптических усилителях с высокими мощностями насыщения, открыла совершенно новые возможности перед нелинейной оптикой. В настоящее время уже несколько исследовательских групп приступили к систематическим экспериментам при интенсивностях порядка 1020 —1021 Вт/см2 в импульсах, длительности которых изменяются от 10 до 1000 фс. Чтобы понять важность этих достижений для нелинейной оптики, уместно вспомнить значения некоторых параметров, характеризующих фундаментальные процессы взаимодействия лазерного излучения с веществом. Для удобства сравнения с экспериментальными достижениями выразим их в терминах интенсивностей. Особое значение имеют:

1. Характерная "атомная" единица интенсивности:

Ia — интенсивность, при которой напряженность светового поля равна кулоновскому полю протона Еа на расстоянии порядка боровского радиуса а0, Еа *109 В/см.

При Е > Ел дискретная структура атомных уровней не проявляется, линейный и нелинейный оптические отклики вещества определяются электронными переходами в сплошном спектре и на смену нелинейной оптике атомов и молекул приходит нелинейная электронная физика.

2. Интенсивность, приводящая к туннельной ионизации атомов.

При этой интенсивности атом за счет туннелирования электрона ионизуется за время порядка светового периода. Для /а 1 имеем:

где a = Wа/ и Wа — энергия связи внешнего электрона в атоме. При Wа 1 эВ (видимый диапазон оптического спектра) получаем Iт Вт/см2.

3. Порог лавинного оптического пробоя.

Конденсированная среда, не слишком разреженный газ ионизуются, вообще говоря, при интенсивностях света Iпр гораздо более низких не только, чем Iа, но и чем Iт. Главной причиной ионизации в этом случае становятся процессы лавинного размножения (в процессе столкновений) свободных электронов, набирающих энергию в поле световой волны. В газе пороговая интенсивность лавинного пробоя Здесь ст — характерное "столкновительное" время, NKp и N0 — критическая (приводящая к пробою) и начальная плотности электронов, и — длительность лазерного импульса. Зависимость Iпр от длительности импульса Iпр и ~ 1/и имеет особое значение для обсуждаемых ниже вопросов. В поле импульса длительности min, для которого Iпр (min) = Iт реализуется "предельная" прочность прозрачной среды, определяемая туннельной ионизацией. В этих условиях можно говорить о реализации предельных возможностей нерезонансной нелинейной оптики конденсированных сред и сравнительно плотных газов.

4. Характерная "релятивистская" интенсивность.

В световом поле, напряженность которого энергия осцилляции электрона становится сравнимой с его энергией покоя. Соответственно "релятивистская" интенсивность характеризует границу релятивистской нелинейной оптики свободных электронов. Для частот, соответствующих видимому диапазону оптического спектра, Iрел 1019 Вт/см2. Отметим, что в уже функционирующих мощных фемтосекундных лазерных системах перечисленные характерные интенсивности света превзойдены. По крайней мере, три направления исследований представляются особенно важными.

в) Реализация предельных возможностей нерезонансной нелинейной оптики прозрачной среды.

В качестве ключевого параметра здесь выступает оптическая прочность среды. Для наносекундных лазерных импульсов при a 1 (многофотонное поглощение несущественно) лавинный пробой прозрачных кристаллов и стекол происходит обычно при Iпр ~ 1010 - 1011 Вт/см2; имеются указания о возможности повышения этой цифры на один-два порядка в специальных условиях.

В соответствии с приведенной выше формулой для Iпр есть все основания ожидать существенного повышения порога оптического пробоя среды в поле фемтосекундных импульсов. Грубая теоретическая оценка для a 1, = 0,1 и min = 10 фс дает Iпр 1014 Вт/см2; разумеется, для получения надежных данных необходим детальный эксперимент. Заметим вместе с тем, что повышение порога пробоя до 1013 - 1014 Вт/см2 может кардинально изменить картину нелинейных взаимодействий и самовоздействия.

Действительно, уже при вполне реальной быстрой нелинейной поправке к показателю преломления п2 = 10-11 см2/кВт и при I = 1014 Вт/см2 имеем п2I п такие явления как самофокусировка будут радикально отличаться от хорошо изученных в средах со слабой нелинейностью.

При интенсивности света I 1014 Вт/ см2 в среде с квадратичной нелинейностью (Е при 10-7 СГСЭ) возникает ситуация, когда высшие члены в разложении поляризации по полю, сравнимые и даже превосходящие по величине низшие, начинают доминировать. Если длина нелинейного взаимодействия Lнл= (k Е)-1 становится меньше когерентной длины Lког (k)-1, условия фазового синхронизма уже практически не влияют на эффективность нелинейного взаимодействия.

г) Неравновесные состояния в полупроводниках и металлах, сверхбыстрый нагрев твердотельной плазмы.

Длительность фемтосекундных лазерных импульсов зачастую оказывается меньше времени электрон-фононной релаксации и приближается сейчас, пожалуй, к наиболее короткому времени релаксации в твердом теле — времени электрон-электронной релаксации. В ряде лабораторий экспериментируют с генераторами импульсов с энергиями порядка 1 мДж и длительностями около фс; последнее позволяет создавать сильно неравновесные состояния в полупроводниках и металлах — состояния, возбуждение и эволюция которых связаны с рядом новых физических явлений. Следует подчеркнуть, что успех на пути изучения этих новых эффектов определяется не только уровнем разработки генераторов мощных "возбуждающих" фемтосекундных импульсов. В не меньшей мере необходима и фемтосекундная диагностика неравновесных процессов.

Сейчас, когда речь идет о таких коротких временах, единственная возможность — использование оптических методов. Надо сказать, что методы фемтосекундной линейной и особенно нелинейной лазерной диагностики оказались удивительно эффективными даже при исследовании неравновесных процессов в таких традиционно трудных для оптики объектах, как полупроводники в полосе фундаментального поглощения и металлы. Среди недавних достижений в обсуждаемой области укажем на наблюдение эффектов, которые можно отнести к "холодному" плавлению решетки полупроводника (для возбуждения и диагностики использовались фемтосекундные импульсы), на эксперименты по генерации сильнонеравновесных электронных ансамблей в металлах.

Переход к мощным фемтосекундным импульсам привел к возникновению нового направления в лазерно-плазменных исследованиях, к изучению быстрых нестационарных процессов нагрева и распада плотной плазмы. В поле фемтосекундных импульсов можно заведомо пренебречь разлетом; нагрев электронной плазмы в металле происходит при плотности частиц порядка 1021 - см-3. В этих условиях удается нагреть плазму до температур 1-10 кэВ импульсами длительностью и ~ 100 фс со сравнительно небольшой энергией W 10-2 Дж.

д)Нелинейная электронная физика, нелинейная квантовая электродинамика.

При I > Ia (E > Еа) мы всегда имеем дело с сильно ионизованной средой.

Нелинейный отклик здесь — это нелинейный отклик фемтосекундной лазерной плазмы. Одним из интереснейших новых эффектов стал проявляющийся в сверхсильных полях эффект "надпороговой" ионизации атомов. Неожиданно сильным оказывается нелинейный отклик электрона, рассеивающегося на ионе в поле сверхсильной световой волны; последнее может привести к генерации многих хорошо сфазированных интенсивных гармоник, а следовательно, и к генерации сгустков электрического поля длительностью порядка 10-16 – 10-18 с.

Прорыв в область сверхсильных полей снова привлек интерес к возможностям экспериментального наблюдения эффектов нелинейной квантовой электродинамики. Хотя даже в самых смелых прогнозах речь не идет о генерации световых полей напряженностью Е 1016 В/см (I ~ 1030 Вт/см2), при которых возможна генерация электронно-позитронных пар в вакууме ("оптический пробой вакуума"), столкновение уже доступных интенсивных лазерных пучков с релятивистскими электронами может привести к наблюдению ряда эффектов, представляющих принципиальный интерес.

При I > 1019 Вт/см2 возможна реализация нелинейного томсоновского и нелинейного комптоновского рассеяний. При I > 1023 — 1024 Вт/см2 речь идет уже о наблюдении черенковского излучения в вакууме. Интереснейшие возможности исследований в фундаментальной физике открывает создание исследовательских комплексов, объединяющих мощные фемтосекундные лазерные системы и электронные ускорители.

1. Ахманов С.А., Никитин С.Ю. «Физическая оптика», М.: МГУ, 2. Дмитриев В.Г., Тарасов Л.В. Прикладная нелинейная оптика. М.: Физмалит, 2004.

3. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.Д. Электродинамика сплошных сред. М.: Наука, 1992.

4. Боpн М., Вольф Э. Основы оптики. М., Наука, 5. Ярив А., Юх П. Оптические волны в кристаллах. М.: Мир, 1987.

6. Делоне Н.Б. Взаимодействие лазерного излучения с веществом. - М.: Наука, 1989.

7. Маныкин Э.А. Взаимодействие излучения с веществом. М.: МИФИ, 1996.

8. Маймистов А.И., Маныкин Э.А. Взаимодействие излучения с веществом.

Когерентные процессы. М.: МИФИ, 1996.

9. Информационная оптика. Под ред. Евтихова Н.Н. М.: МЭИ, 2000.

10.Звелто О., «Физика лазеров», М.: Мир, 11.Карлов Н.В., «Лекции по квантовой электронике», М.: Наука, 12.Ярив А. Введение в оптическую электронику М.: Выс. школа, 1983.

13.Цернике Ф., Мидвинтер Дж. Прикладная нелинейная оптика. М.: Мир, 1976.

14.Блистанов А.А. Кристаллы квантовой и нелинейной оптики М.: МИСИС, 2000.

15.Ярив А. Квантовая электроника. М.: Сов. радио, 1980.

16.Шен И. Принципы нелинейной оптики. М.: Наука, 1989.

17.Клышко Д.Н. «Физические основы квантовой электроники», М.: Наука, 18.Бломберген Н. Нелинейная оптика. М.: Мир, 1966.

19.Федоров Ф.И. Оптика анизотропных сред. М.: Изд. УРСС, 2004.

20.Рошензер Э. Винтер Б. Оптоэлектроника М.: Техносфера, 2006.

21.Малышев В.А. Основы квантовой электроники и лазерной техники М.: Выс.

школа, 2005.