«МЕЖДУНАРОДНЫЙ ОПТИЧЕСКИЙ КОНГРЕСС ОПТИКА – XXI ВЕК Сборник трудов конференции ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ПРОБЛЕМЫ ОПТИКИ – 2010 Сборник трудов семинаров ВСЕРОССИЙСКИЙ СЕМИНАР ПО ТЕРАГЕРЦОВОЙ ОПТИКЕ И СПЕКТРОСКОПИИ ВСЕРОССИЙСКИЙ ...»

Приведены экспериментальные результаты по использованию ЦГВ для исследования живого планктона в лабораторных условиях.

Информативность (определение размера, формы, координаты каждой частицы), бесконтактность и эффективность голографии в исследованиях биологических частиц известны 1-4. В случае цифровой голографии 4 появляются дополнительные возможности: передача голограмм по линиям связи 2, запись цифрового голографического видео (ЦГВ). Последнее реализуется непрерывной (с частотой кадров используемой камеры) записью картины интерференции опорной и предметной волн, численным восстановлением изображения с каждого кадра (являющегося цифровой голограммой всего объема, содержащего частицы) и компоновкой восстановленных изображений в видеофильм 4.

Если в каждом кадре ЦГВ восстанавливалось изображение одной и той же плоскости исследуемого объема, то полученный видеофильм последовательно отображает все частицы, проходившие через эту плоскость в разные моменты времени.

«Привязав» плоскость восстановления к интересующей нас частице, то есть, восстанавливая в каждом кадре ее резкое изображение в соответствующей плоскости, получают информацию о ее скорости, направлении движения и, как следствие, о характере и траектории движения. Пример ЦГВ приведен нами в Интернете по следующей ссылке: ftp://nfpk:[email protected]/geo/Video_GF_3.mpg.

Биологическим объектом в экспериментах настоящей работы являлся пресноводный (оз. Байкал, с. Листвянка) или морской (г. Абердин, Великобритания) зоопланктон, исследуемый в лабораторных и экспедиционных условиях.

Основные проблемы анализа ЦГВ связаны с разнообразием форм, размеров и сложным характером движения планктона. Для определения скорости и построения траектории планктонной частицы нами использовался центр тяжести (ЦТ) восстановленного изображения частицы. Тогда продольная координата определяется по расстоянию, где восстанавливается наиболее четкий контур частицы (достигнуто продольное разрешение 200 мкм), а поперечные координаты определяются положением ЦТ (в зависимости от качества изображения достигнута точность в 1-5 пикселей или 7.4-37 мкм). Пример построенной таким способом траектории планктонной особи Epischura baicalensis, приведен на рис. 1а. Соответствующее ЦГВ можно пронаблюдать по ссылке: ftp://nfpk:[email protected]/geo/For3D.avi.

Изображение частицы в разных кадрах ЦГВ может отличаться по форме и площади сечения, так как вследствие движения планктона могут изменяться его ракурсы (рис. 1б), и как следствие, изменяется положение ЦТ. В связи с этим в каждом кадре нами определялись координаты трех дополнительных точек (как правило, соответствующим характерным деталям частицы). Изменение координат дополнительных точек относительно ЦТ позволяет судить о вращательном движении частицы.

Рис. 1. а - траектория движения планктонной особи, построенная по данным ЦГВ; б - два ракурса одной и той же планктонной особи Epischura baicalensis на кадрах ЦГВ, соответствующих разным Другой способ уточнения координат частицы, использовавшийся в работе – двухракурсное голографирование. Эксперименты по регистрации ЦГВ живого планктона в лабораторных условиях подтвердили, что использование дополнительных характерных точек изображения, а также двухракурсное голографирование позволяют повысить точность определения координат частицы. Так, например, при голографировании в двух ракурсах продольная координата одного ракурса является поперечной для второго ракурса, что в экспериментах с планктоном позволило улучшить точность ее определения с 200 мкм до 37 мкм.

Работа осуществлялась в рамках ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009-2013 г.», государственный контракт П1736.

1. V.V. Dyomin, A.V. Makarov, I.G. Polovtsev, Atmospheric and ocean optics, 19, No 4, 277-283, (2006).

2. D.W. Pfitsch, E. Malkiel, Y. Ronzhes, S.R. King, J. Sheng, J. Katz, Proc.

MTS/IEEE OCEANS, 690-696, (2005).

3. H. Sun, D.C. Hendry, M.A. Player, J. Watson, IEEE J. Ocean Eng., 32, 373-382, 4. В.В. Демин, А.С. Ольшуков, Е.Ю. Наумова, Н.Г. Мельник, Оптика атмосферы и океана, 21, №12, 1089-1095, (2008).

ФЛУОРЕСЦЕНТНЫЙ АНАЛИЗ ПАТТЕРНОВ МЕТАБОЛИЧЕСКОЙ

АКТИВНОСТИ НЕЙРО-ГЛИАЛЬНОЙ СЕТИ

Для исследования принципов структурно-функциональной организации клеточных сетей мозга и выявления взаимосвязей между механизмами, ответственными за когнитивные функции нервной системы, необходим многофакторный анализ различных показателей обмена в нервной ткани. Определение особенностей динамики метаболических процессов различных веществ в тканях мозга позволяет провести тонкий анализ активности как нейронов, так и глии. В формирующихся нейронных сетях эти процессы приводят к развитию межнейронных связей и генерации спонтанной сетевой электрической активности, которую можно зарегистрировать внеклеточным отведением потенциалов, используя мультиэлектродные матрицы 1.

Оптический имиджинг является наиболее информативным методом при измерениях пространственного распределения характеристик объекта исследования.

Информацию об изменении концентрации конкретных компонентов биологических тканей может дать характер флуоресценции либо самих исследуемых элементов, если они обладают собственной флуоресценцией, либо связанных с ними специфических красителей. Динамика внутриклеточной концентрации ионов кальция (кальциевые осцилляции), определяемая по изменению интенсивности или спектра флуоресценции введенных в тела или отростки клеток кальциевых индикаторов 2, служит надежным показателем функциональной активности не только нейронных, но и глиальных сетей.

Используя лазерную конфокальную сканирующую микроскопию c применением кальций-зависимого флуоресцентного красителя Oregon Green BAPTA 1 AM (OGB1) нами был исследован характер кальциевых осцилляций клеточных сетей мозга на различных стадиях онтогенеза культуры in vitro. В исследовании были использованы культуры диссоциированных клеток гиппокампа, полученных от 18-дневных эмбрионов белых беспородных мышей. Первичные культуры нервных клеток были выращены на мультиэлектродных матрицах 1, что позволяет сравнивать метаболическую активность, выражающуюся в виде кальциевых осцилляций, с электрической активностью клеток.

Регистрировались временные серии изображений поля флуоресценции красителей Sulfophodamine 101 (SR101) как глиального маркера 4, и OGB1 как индикатора свободного кальция. Последующая обработка полученных изображений заключалась в разделении спектров этих красителей в разные каналы регистрации для идентификации нейрональных и глиальных клеток и записи функции F(t) средней интенсивности флуоресценции OGB1 выделенной области поля (совпадающей, как правило, с телом или частью отростка клетки) от времени. Интенсивность флуоресценции показывает зависимость концентрации ионов кальция от времени, свидетельствующую о метаболической активности клеток и их сетей. Анализ результатов хронических экспериментов показал, что длительные (порядка 10 c) спонтанные кальциевые импульсы в нейронах и клетках глии возникали лишь в культурах клеток с развитой системой отростков, формирующих морфологически развитые сети. На определенной стадии развития кальциевые осцилляции нейронов синхронизовались между собой и представляли паттерны с определенными картинами кальциевых осцилляций, совпадающих по времени появления с сетевыми пачками спайков нейронов.

В качестве примера на рис. 1 выделены поля нейронов, функции F(t) которых подобны друг другу.

Рис. 1. Один из кадров временной серии динамики флуоресценции канала кальциевого индикатора Ломаными черными кривыми обведены области, в которых нейроны имели одинаковые паттерны активности, представленные на рис. 2а (клетки, проявляющие наиболее заметную активность, выделены в них на рис. 1 черным цветом); плавными белыми кривыми – области тех клеток, которые имели паттерны активности другого вида, представленные на рис. 2б (наиболее активные клетки этих полей на рис. выделены белым).

Рис. 2а. Зависимость интенсивности флуоресценции красителя OGB1 от времени F(t), в виде пачечной Рис. 1б. Функция F(t) в виде кальциевых осцилляций постоянной скважности Таким образом, нейронную сеть морфо-функционально связанных клеток можно выявить путем оптического имиджинга кальциевой активности в диссоциированной культуре мозга и разделения общей спонтанной активности клеток на области, имеющие аналогичные паттерны, выделяя группы синхронно работающих клеток (клеток, проявляющих активность одного определенного вида). О наличии общей сети (связи между областями с различными паттернами) свидетельствует одновременность переключения режимов генерации кальциевых импульсов в различных паттернах метаболической активности нейронов. Обращает на себя внимание то, что глиальные клетки демонстрируют кальциевые сигналы, некоррелированные во времени между собой и с сигналами нейрональной сети.

1. И.В. Мухина, В.Б. Казанцев, Л.Г. Хаспеков, Ю.Н. Захаров, М.В. Ведунова, Е.В. Митрошина, С.А. Коротченко, Е.А. Корягина, Современные технологии в медицине, №1. 8-15, (2009).

2. Zaidi, M., Alam, A.S.M.T., Bax, C., Shankar, V., Bevis, P.J.R., Huang, C.L.-H., Pazianas, M., Moonga, B.S., Methods in Molecular Biology, 27, 279-293. (1994).

3. Stosiek, C. et al. Proc Natl Acad Sci U S A 100, 7319–7324, (2003).

4. Nimmerjahn A, Kirchhoff F, Kerr JN, Heimchen F, Nat. methods, 1, 31-

СТЕНДОВЫЕ ДОКЛАДЫ

ВЗАИМООБМЕН ЭНЕРГИЕЙ ОСНОВНОЙ И УТРОЕННОЙ ПО

ЧАСТОТЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ КОМПОНЕНТ ЛОКАЛИЗОВАННОЙ

СВЕТОВОЙ ВОЛНЫ ПРИ ЕЕ РАСПРОСТРАНЕНИИ В

НЕЛИНЕЙНОЙ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ СРЕДЕ

В работе [1] было показано, что динамика пространственно-временного спектра электрического поля E ( z, x, t ) двумерного пучка TE-поляризованного излучения, которое распространяется в изотропной нелинейной диэлектрической среде, может быть описана уравнением В (1, 2) z - направление распространения излучения, x – поперечная координата;

t - время; k x и – частоты пространственного и временного спектра; n() – линейный показатель преломления среды, – нелинейная восприимчивость, характеризующая нелинейную часть поляризованности среды Pnl = E 3, которая в [1] и в данной работе предполагается безинерционной из-за ее нерезонансной природы.

В настоящей работе уравнение (1), было использовано для выявления особенностей самовоздействия непараксиальных двумерных TE-поляризованных волн, спектры которых лежат в области нормальной групповой дисперсии.

Пространственно-временное распределение волнового пакета на входе в среду рассматривали гауссовым дисперсию диэлектрической среды характеризовали соотношением которое хорошо описывает зависимость показателя преломления от частоты в области нормальной групповой дисперсии стекла.

На рис. 1 представлена динамика нормированного модуля спектральной, пиковой интенсивностью на входе в среду I = 1,5 1013 2 в кварцевом стекле с N 0 = 1,450, ac 0 = 0,007, и коэффициентом нелинейного показателя преломления кварцевого стекла n2 = 2,9 10 16 для разных расстояний, пройденных волной в среде. На рис 1. изображена зависимость нормированного модуля спектральной плотности g ( z, k x, ) от при разных фиксированных значениях k x.

Из рис 1. видно, что при распространении волнового пакета в нелинейной среде происходит неоднородное уширение спектра как в красную, так и в синюю области.

Это уширение на всех пространственных частотах более эффективно происходит в синюю область. Как видно из рисунка, наблюдается эффективная генерация высокочастотных спектральных компонент, утроенных по отношению к входному спектру. На первых стадиях распространения волнового пакета неоднородное уширение временного спектра происходит за счет энергии спектральных компонент в центральной части пространственно временного спектра на высоких пространственных частотах. Далее в процессе распространения импульса энергия спектральных компонент на высоких пространственных частотах в центральной части компенсируется энергией временного спектра на периферии основной части спектра при высоких и низких временных частотах.

На рис. 2. изображена зависимость отношений энергии высокочастотных компонент спектра, утроенных по отношению к входному спектру, к энергии компонент основной части спектра от расстояния, пройденного волновым пакетом в нелинейной среде. Из рис. 2 видно, что взаимный обмен энергией между основной и высокочастотными компонентами происходит по квазипериодическому закону.

Наибольшее значение энергии высокочастотных спектральных компонент волнового пакета достигается после прохождения им расстоянии в среде примерно равном z = 250.

Рис. 2. Зависимость отношения энергии высокочастотных компонент спектра утроенных по отношению к входному спектру к энергии основной части спектра импульса от расстояния, пройденного импульсом 1. С.А. Козлов, П.А. Петрошенко, Письма в ЖЭТФ, 76, №4, 241–245 (2002).

ЗАКОНОМЕРНОСТИ ГЕНЕРАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ ВО ВСТРЕЧНЫХ

СВЕТОВЫХ ВОЛНАХ ИЗ МАЛОГО ЧИСЛА КОЛЕБАНИЙ

В работе [1] нами были впервые выведены уравнения, описывающие динамику полей встречных плоских световых волн из малого числа колебаний при их взаимодействии в диэлектрических средах с безынерционной кубической нелинейностью вида:

где E+ ( z,t ) - поле волны, распространяющейся в положительном направлении оси z, E ( z,t ) - волны, распространяющейся ей навстречу; t - время, c - скорость света в вакууме; N 0, a, b - параметры, характеризующие нерезонансную зависимость показателя преломления среды:

от частоты, g = 2 - описывает нелинейность ее поляризационного отклика Рнл = E 3, - нелинейная восприимчивость среды.

В настоящей работе решение первого уравнения системы (5) было получено методом последовательных приближений Пикара, которое в новых переменных z = z, = t z имеет вид:

где первое слагаемое в правой части соотношения характеризует самовоздействие светового импульса, распространяющегося от границы нелинейной среды z0 в положительном направлении оси z, а второе и третье – взаимодействие встречных импульсов в нелинейной среде.

Полученное решение было проанализировано, для импульса с распределением поля на входе в область взаимодействия вида:

и встречной ему волны вида где = 0 ; E+0, и E0 – исходные амплитуды взаимодействующих импульсов;

исходные длительности импульсов.

Было показано, что временная структура поля импульса из-за взаимодействия со встречным импульсом изменяется так, что больше всего смещаются во времени «нули»

поля и не смещаются его экстремумы. «Центр тяжести» спектральной плотности при этом смещается в коротковолновую область. Важно, что эффективность этих явлений определяется энергией встречного импульса и не зависит от его длительности и спектральной структуры.

В средах, размеры которых меньше области взаимодействия, возможна генерация волн на комбинационных и смещенных частотах, возможна (см. рис. 1). При уменьшении длины нелинейной среды происходит «перекачка» энергии из первой «гармоники» в третью и пятую и по-прежнему наблюдается сдвиг максимума спектральной плотности в высокочастотную область. Важно, что при увеличении длины нелинейной среды до размеров, превышающих область взаимодействия сталкивающихся импульсов, генерации излучения на смещенных частотах уже не происходит. Явление генерации комбинационных и смещенных частот эффективно только для импульсов из малого числа колебаний, поскольку проявляется на одномдвух колебаниях поля.

Рис. 1. Спектры итерационной добавки к полю импульса E+, описывающей результат взаимодействия встречных волн для различных нормированных длин нелинейной среды lnl = z z0 для случая 1. Буяновская Е.М., Козлов С.А. Динамика полей встречных световых импульсов из малого числа колебаний в нелинейных диэлектрических средах, Письма в ЖЭТФ, 2007, Т. 86, В. 5-6, С. 349-353.

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ВСТРЕЧНЫХ ПАРАКСИАЛЬНЫХ

СВЕТОВЫХ ВОЛН ИЗ МАЛОГО ЧИСЛА КОЛЕБАНИЙ

В НЕЛИНЕЙНЫХ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ СРЕДАХ

Световые импульсы из малого числа колебаний часто называют предельно короткими импульсами. К ним относят как пико- и субпикосекундые импульсы терагерцового диапазона спектра, так и аттосекундные импульсы ультрафиолетового.

Оптика импульсов из малого числа колебаний представляет большой интерес как своими прикладными, так и фундаментальными задачами, причем особое внимание привлекает нелинейная оптика взаимодействия таких импульсов. Возможность увеличения интенсивности световой волны без оптического пробоя вещества приводит к качественному изменению как облика известных явлений нелинейной оптики, так и самой природы взаимодействия света с веществом, а кроме того позволяет наблюдать малозаметные при меньших интенсивностях нелинейные эффекты.

В большинстве опубликованных работ по нелинейной оптике импульсов из малого числа колебаний рассматриваются эффекты их самовоздействия. Работ же по нелинейному взаимодействию столь коротких импульсов на настоящий момент мало, и в основном они посвящены анализу столкновения сонаправленных волн в нелинейных средах.

В настоящей работе была поставлена задача рассмотреть взаимодействие двух встречных параксиальных соосных оптических волновых пакетов из малого числа колебаний с гауссовым пространственным и временным начальным профилем, отличающихся интенсивностью, центральной частотой и шириной пространственного и временного спектра, при их столкновении в нелинейной диэлектрической среде.

Для решения задачи был выбран спектральный подход. Динамика поля E параксиальных световых волн с широким временным спектром, в том числе из малого числа колебаний, в нелинейной однородной и изотропной диэлектрической среде с безинерционной кубичной по полю нелинейностью может быть описана уравнением:

где N0, a, b – эмпирические константы, характеризующие дисперсию линейного показателя преломления среды nl – коэффициент нелинейной диэлектрической проницаемости, – лапласиан, t – время, а c – скорость света в вакууме.

где, kx, ky – временная и пространственные частоты световых волн, z – направление, вдоль которого они распространяются, уравнение (1) принимает вид:

Спектральное уравнение удобно решать методом итераций, который позволяет свести это интегро-дифференциальное уравнение к системе однородных и неоднородных обыкновенных дифференциальных уравнений.

уравнений dz r Решение первого (обыкновенного) дифференциального уравнения системы (5), рассматриваемое как нулевая итерация, находится элементарно и имеет вид граничных условий, а k z = n ( ) (k x + k y ). Поскольку мы рассматриваем параксиальное приближение, получим следующее выражение для В следующей итерации, учитывающей нелинейность диэлектрической среды, можно получить выражения для пространственно-временного спектра излучения, генерируемого при столкновении встречных волновых пакетов на утроенных и комбинационных частотах. Решение второго (неоднородного) обыкновенного интегрирования, получаемые при решении соответствующего однородного уравнения (можно положить равными нулю, поскольку их вклад в общее решение (4) уже учтен), Gnl (z ) – частное решение неоднородного уравнения. Проинтегрировав, например, неоднородное уравнение методом вариации постоянных, это частное решение можно получить в виде:

где коэффициенты C1 и C 2 есть решение системы:

Для двух волновых пакетов определенного вида получены аналитические выражения для пространственно-временных спектров излучения кратных и комбинационных частот, генерируемого в результате взаимодействия в нелинейной среде двух таких волновых пакетов. Показано, что спектр генерируемого излучения нелинейно зависит от пространственных, временных и амплитудных характеристик излучения, входящего в среду.

1. С.А. Козлов, В.В. Самарцев. Основы фемтосекундной оптики. – 2. М.: ФИЗМАТЛИТ, 2009 – 292 с.

3. П.Г. Крюков. Фемтосекундные импульсы. – М.: ФИЗМАТЛИТ, 2008 – 208 с.

4. М.А. Бахтин, С.А. Козлов. – Опт. и Спектр., 98, № 3, с. 425-430. (2005) 5. Е.М. Буяновская, С.А. Козлов. – Письма в ЖЭТФ, 86, № 5, с. 439-353. (2007) 6. С.А. Козлов, С.В. Сазонов. – ЖЭТФ, 111, в. 2, с. 404-418. (1997) 7. И.Н. Бронштейн, К.А. Семендяев. Справочник по математике для инженеров и учащихся ВТУЗов. М., Наука (ФизМатЛит), 1986 – 544 с.

ДИНАМИКА КОЛЕБАТЕЛЬНЫХ ВОЛНОВЫХ ПАКЕТОВ

ГЕТЕРОЯДЕРНЫХ МОЛЕКУЛ В ИНТЕНСИВНЫХ

ФЕМТОСЕКУНДНЫХ ЛАЗЕРНЫХ ИМПУЛЬСАХ

НИИЯФ им. Д.В. Скобельцына, Московский государственный университет Проведено численное моделирование колебательной динамики модельной двухатомной гетероядерной молекулы в сильном лазерном поле.

Обсуждается подавление диссоциационных процессов и свойства сформированного в режиме сильного поля квантовомеханического волнового пакета.

В настоящее время стала возможной генерация ультракоротких лазерных импульсов со сверхатомными интенсивностями. Динамика атомно-молекулярных систем в таких полях является мало исследованной и существенно отличается от традиционной, описываемой в рамках теории возмущений[1]. В этом случае сильное поле формирует так называемые “одетые” атомно-молекулярные системы[1,2]. Одно из наиболее интересных явлений, проявляющихся в сильных полях в случае молекул – стабилизация относительно процесса диссоциации, что до настоящего времени практически не изучалось. Колебательная динамика ядер молекулы в сильном поле существенно зависит от начального колебательного состояния молекулы. Поскольку ионизация молекулярных систем интенсивными лазерными импульсами обычно сопровождается образованием молекулярных ионов в состоянии колебательного возбуждения, оказывается возможным изначально заселить целый набор колебательных состояний в молекулярной системе. При этом дальнейшая эволюция ядерной подсистемы в сильном поле определяется структурой сформировавшегося колебательного волнового пакета и принципиально отличается от режима слабых полей.

В представляемой работе исследована колебательная динамика двухатомных гетероядерных молекул в интенсивном лазерном поле в условиях начального колебательного возбуждения системы и проанализирована возможность подавления фотодиссоциации в режиме сильного поля. Получено численное решение нестационарного уравнения Шрёдингера для колебательных переходов молекулы на нижнем электронном терме в электродипольном приближении и рассмотрена динамика колебательных волновых пакетов для связанных колебательных состояний. Показано, что в слабом поле колебательная динамика молекулы определяется состояниями, входящими в колебательный волновой пакет, и их относительными фазами и коренным образом отличается от динамики молекулы в условиях сильного поля. Обсуждается возможность подавления диссоциации в сильном поле. Обнаружено формирование колебательного волнового пакета, устойчивого к диссоциации. Проанализирована роль рамановских переходов V и – типа между колебательными состояниями в наблюдаемых эффектах сильного поля.

1. Н.Б.Делоне, В.П.Крайнов, Нелинейная ионизация атомов лазерным излучением, М.: Физматлит, (2001).

2. N.P.Poluektov, M.V.Fedorov, Zh. Eksp. and Theor. Phys., 90, № 5, 794 – 804,

О ПРЕОБРАЗОВАНИИ СПЕКТРА ПРЕДЕЛЬНО КОРОТКИХ

ИМПУЛЬСОВ В АНИЗОТРОПНЫХ СРЕДАХ

Перестройка частоты лазерного излучения является одной из актуальных задач лазерной физики. Предельно короткие импульсы обладают очень широким спектром, поэтому здесь можно ожидать выполнения соответствующих условий синхронизма одновременно для нескольких частот и разных типов взаимодействий1.

Используемый в работе модельный подход основан на системе уравнений2 для полей обыкновенной E o и необыкновенной E e составляющих импульса, распространяющегося в нелинейном кристалле с одноосной анизотропией:

Для выявления ключевых особенностей протекающих процессов использовалось приближенное решение уравнений для спектров импульсов, обобщающих соответствующее уравнение3 для изотропной среды. Из асимптотических решений найдены частоты, на которых спектральные плотности компонент имеют максимум.

Рассмотрены случаи, когда спектры составляющих импульса лежат в областях нормальной и аномальной групповой дисперсии, а также при перекрытии характерных частот колебательных молекулярных мод. Исследованы режимы формирования обыкновенно-необыкновенного суперконтинуума.

В общем случае указанная система нелинейных волновых уравнений решалась с помощью численного моделирования. Результаты моделирования подтверждают правильность аналитических результатов.

1. П.Г. Крюков, Фемтосекундные импульсы, М.: Физматлит (2008).

2. С.В. Сазонов, А.Ф. Соболевский, ЖЭТФ, 123, 1160, (2003).

3. V.G. Bespalov, S.A. Kozlov, Yu.A. Shpolyanskiy, T.A. Walmsley, Phys. Rev. A, 66, 013811 (2002).

ЭВОЛЮЦИЯ СРЕДНИХ ПАРАМЕТРОВ ИМПУЛЬСОВ ИЗ МАЛОГО

ЧИСЛА КОЛЕБАНИЙ В ПРОЗРАЧНЫХ ОПТИЧЕСКИХ СРЕДАХ

Эволюция электрического поля E импульса с континуумным спектром, попадающим в диапазон прозрачности оптической среды, может быть описана уравнением где z – направление распространения волны, t – время, N0, an – константы, характеризующие дисперсию показателя преломления оптической среды вида В работе показано, что выражение (2) при an=0 (n3) описывает показатель преломления кварцевого стекла с точностью 50 Торр и формфактор в центре такой линии дается выражение Зависимость столкновительной ширины спектральной линии молекулы СО2 L от температуры газа T для чистого СО2 представляется в виде где CO2 CO2 – столкновительная ширина линии поглощения за счет столкновения молекул СО2 между собой при давлении 1 Торр и температуре 300К или коэффициент столкновительного самоуширения. Показатель степени n в (3) зависит от характера взаимодействия сталкивающихся молекул и для линий перехода 1000-0001 имеет величины, которые по разным данным2 находятся в диапазоне от 0.5 до 1.

Результаты измерений КП в чистом углекислом газе D при давлении p=1 Торр, соответствующем доплеровскому контуру линии поглощения, и L при давлении p= Торр, соответствующем лоренцевскому контуру, в диапазоне температур 296–700К представлены на рисунках 1-а и 1-б, соответственно.

Рис. 1 Температурная зависимость коэффициента поглощения на линии R22 перехода 1000- молекулы СО2 в чистом СО2: а) D при давлении p=1 Торр: – эксперимент; ---- расчет; б) L при Коэффициенты столкновительного самоуширения CO2 CO2 определялись двумя способами: 1) по измеренным значениям КП L при p=100 Торр из выражений (1)–(3) и 2) по измеренному отношению КП D/L при давлениях 1 и 100 Торр по формуле где FD (0 ) = – значение форм-фактора в центре линии с доплеровским контуром, с – скорость света, k – постоянная Больцмана, M – масса молекулы СО2.

Определенные первым способом значения коэффициента CO2 CO2 представлены треугольниками на рисунке 2. Штриховая линия на этом рисунке – это температурная зависимость (3) с n=0.9, полученная методом наименьших квадратов по этим экспериментальным данным.

Значения коэффициента CO2 CO2, полученные вторым способом, представлены кружками на этом же рисунке 2. Сплошная линия представляет температурную зависимость (3) с показателем степени n=0.35, также полученную методом наименьших квадратов по экспериментальным данным.

Очевидно, что причиной получения двух зависимостей CO2 CO2 (T ) с различными значениями показателя n является температурная зависимость КП при давлении CO Торр – D(T) (см. рисунок 1-а), используемого во втором способе.

На рисунке 1-а штриховой линией представлена температурная зависимость КП, рассчитанная для этого давления по формуле (1) с использованием полученного при Т=296 K значения коэффициента Эйнштейна Amn=0.192 с-1. Видно, что различие между измеренной и рассчитанной зависимостями КП увеличивается с ростом температуры.

Такое поведение можно было бы объяснить вкладом в измеряемые КП поглощений на линиях, расположенных выше горячих переходов, контуры которых перекрываются с линиями основных переходов. Однако, оценки показывают, что при Т=700K и р=1 атм для используемой линии 10R22 этот вклад составляет ~ 0.2%. При давлении CO Торр, при котором измерялся КП D, вклад линий горячих переходов в величину измеренного поглощения практически неощутим и из (1) и (4) следует, что единственной причиной полученного расхождения может быть только зависимость коэффициента Эйнштейна Amn от температуры3. Возможность такой зависимости детально обсуждается в докладе.

Рис. 2 Температурные зависимости коэффициента 2 СО2, полученные двумя способами: – по измеренным L, – по измеренным D/L, сплошная линия – 1. К.И. Аршинов, М.К. Аршинов, В.В. Невдах, M. Перен, A. Софьяни, В.В.

Яснов, Журн. прикл. спектр., 74, № 6, 810-815, (2007).

2. О.В. Ачасов, Н.Н. Кудрявцев, С.С. Новиков, Р.И. Солоухин, Н.А. Фомин, Диагностика неравновесных состояний в молекулярных лазерах, Мн.: Наука и техн., 37-42, (1985).

3. К.И. Аршинов, М.К. Аршинов, В.В. Невдах, Сб. науч. статей. Лазерная и оптико-электронная техника, Вып. 11 / Отв. ред. И.С. Манак.–Мн.: Акад. упр.

при Президенте Респ. Беларусь, 113-121, (2008).

CПЕКТРАЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ КВАНТОВЫХ ЯМ

Создание высокоэффективных фотоприёмных (ФП) и излучающих приборов на основе наноструктур CdxHg1-xTe (КРТ), работающих в средней и дальней инфракрасных (ИК) областях (3—5 мкм) спектра излучения, является актуальной задачей в настоящее время 1-6.

Таким образом, целью данной научной работы была разработка методики расчёта спектральных характеристик наногетероэпитаксиальных структур на основе КРТ со значениями состава x ~ 0,2—0,4.

Расчеты зонных диаграмм гетероэпитаксиальных структур КРТ, необходимые для получения спектральных характеристик, определялись путём численного решения уравнения Пуассона методом конечных разностей с применением метода квазилинеаризации. Расчёты проводились с учётом зависимости электронного сродства от состава КРТ, которая была получена нами ранее 8. Особенностью предложенной расчётной модели является также учёт свойств внешних границ варизонных слоёв, который производится исходя из положения уровня локальной электронейтральности материала КРТ 13.

Расчёт спектра люминесценции для подобной структуры проводился с использованием модели Ван Русбрека-Шокли 7. Спектральный коэффициент поглощения рассчитывался в рамках модели Кейна 4.

Положение уровней размерного квантования в исследуемых структурах определялось при помощью решения уравнения Шрёдингера для случая прямоугольной потенциальной ямы конечной глубины. Обоснованность приближения прямоугольной ямы объясняется следующим. Концентрация основных носителей заряда в моделируемой структуре предполагалась не высокой (населённость первого уровня размерного квантования электронов N1 = 1010 см-2), и, следовательно, изгиб энергетических зон вблизи дна ямы был небольшим.

Результаты расчётов, представленные в данной работе, вполне согласуются с расчётными данными, представленными в 4, 5.

В работе проведены расчёты интенсивности фотолюминесценции для структур КРТ с широкими квантовыми ямами (50 нм) и с составом в яме x = 0,35. Проведено сравнение расчётных данных с экспериментальными, показано, что описанная в работе методика расчёта оптических характеристик КЯ даёт результаты, вполне соотносящиеся с экспериментом. Также рассчитаны спектральные зависимости коэффициента поглощения при межподзонных переходах электронов 12 в зоне проводимости и межзонных переходах между различными подзонами размерного квантования электронов и дырок для структур с множественными квантовыми ямами Hg0.73Cd0.27Te/Hg0.15Cd0.85Te.

Расчёты подтверждают перспективность материала КРТ, как основы для развития инфракрасной оптоэлектроники, главным образом, за счёт развития теории и технологии наноструктур на основе КРТ.

Данные расчёты могут стать основой для проектирования светоизлучающих и фотоприёмных устройств средней и дальней областей ИК-диапазона, являющихся основой элементной базой для таких областей науки и техники, как ночное видение, тепловизионная техника, зондирование атмосферы, экологический мониторинг, беспроводная оптическая связь, оптоволоконная связь и т.д.

Работа поддерживалась проектом АВЦП рег. № 2.1.2/ Хотелось бы выразить благодарность сотрудникам ИФП СО РАН г. Новосибирска Ю.Г. Сидорову, С.А. Дворецкому, В.С. Варавину, Н.Н. Михайлову, М.В. Якушеву за выращивание гетероструктур КРТ методом МЛЭ.

1. Рогальский А. Инфракрасные детекторы: Пер. с англ. / Под ред. А. В.

Войцеховского. – Новосибирск: Наука, 2003. – 636 с.

2. Физические основы полупроводниковой ИК фотоэлектроники. Современные тенденции, новые материалы / А.В. Любченко, Е.А. Сальков, Ф.Ф. Сизов. – Киев:

Наук. думка, 1984. – 256 с.

3. Ю.Г. Сидоров, С.А. Дворецкий, В.С. Варавин, Н.Н. Михайлов, М.В. Якушев, И.В. Сабинина И.В.. Молекулярно-лучевая эпитаксия твёрдых растворов кадмийртуть-теллур на «альтернативных подложках», ФТП, 35, № 9, 1092—1101 (2001).

4. A.M. de Paula, C.R.M. de Oliveira. Interband and intersubband absorption in HgCdTe multiple quantum wells, Physical Review B, 59, № 15, 10158—10164 (1999).

5. E. Bangert, P. Boege, V. Latussek, G. Landwehr. The optical absorption coefficient of HgTe—CdTe superlattices – theory and experiment, Semicond. Sci. Technol 8, 99— 101 (1993).

6. Ю. Г. Сидоров, С. А. Дворецкий, Н. Н. Михайлов, М. В. Якушев, В. С.

Варавин, В. В. Васильев, А. О. Сусляков, В. Н. Овсюк. Конструирование и выращивание фоточувствительных структур на основе КРТ МЛЭ для ИКфотоприемников, Прикладная физика, № 5, 108-114 (2000).

7. Van Roosbroeck W., Shockley W.. Photon-radiative recombination of electrons and holes in germanium, Phys. Rew. 94 (6), 1558—1560 (1954).

8. Горн Д.И., Несмелов С.Н., Войцеховский А.В., Коханенко А.П. Расчёт зонных диаграмм варизонных структур КРТ с учётом изменения электронного сродства при изменении состава, Изв. вузов: Физика № 9/3, 134—137 (2008).

ВЛИЯНИЕ ИЗОТОП-ЗАМЕЩЕНИЯ О16 НА О18 НА ОПТИЧЕСКИЕ

Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург, Россия *Институт физики полупроводников СО РАН, Новосибирск, Россия **Новосибирский Государственный Университет, Новосибирск, Россия С помощью ИК-фурье-спектроскопии и комбинационного рассеивания света исследовано влияние изотоп-замещения О16 – О18 на фононные спектры плёнок (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3 (0х1).

Гигантский изотопический сдвиг температуры Кюри в манганитах лантана впервые был открыт Zhao и др.1 Замещение ионов кислорода О16 на изотоп О18 в манганитах La1-хCахMnO3 приводит к снижению температуры ферромагнитного перехода более чем на 20 К, что обусловлено усилением электрон-фононного взаимодействия. Более сильный изотоп-эффект можно ожидать в легированных манганитах лантана, в которых наряду с магнитным имеет место зарядовое упорядочение, сопровождающееся искажением решетки. Это должно найти отклик в оптических свойствах таких материалов. Однако детального изучения влияния изотопэффекта на оптические свойства пленок с разным уровнем легирования до настоящего времени не проводилось.

Целью данной работы было изучение фононного спектра в изотоп-замещенных по кислороду (О16 – О18) эпитаксиальных пленках манганитов лантана. Объектами исследования являлись составы с изовалентным замещением лантана (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3 (х=0, 0.25, 0.5, 0.75, 1) в ориентации (001) и толщиной 300 нм, выращенные методом химического осаждения из паров металлорганических соединений (MOCVD) на подложке SrTiO3. Фононный спектр пленок был изучен методом ИК-спектроскопии и спектроскопии комбинационного рассеивания света (КРС). ИК-спектры отражения исследованы с помощью фурье-спектрометра Bruker IFS-113v в спектральном интервале 100-800 см-1 с разрешением 2 см-1. Спектры КРС изучены в геометрии обратного рассеяния света с помощью спектрометра Horiba T64000. Образцы облучались возбуждающей линией Ar+ лазера =496.54 нм мощностью Р=20 мВт.

На Рис.1а представлены спектры отражения пленок (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3, измеренных при комнатной температуре. Наблюдаются три линии при 550, 400 и 200 см-1, которые связаны соответственно с колебаниями Mn иона внутри кислородного октаэдра, колебаниями ионов Mn и О в направлении перпендикулярном к плоскости колебаний других О ионов, и с «внешними» колебаниями катионов (La/Са/Pr) относительно кислородного октаэдра MnO6.2 Наблюдаемые в спектрах линии достаточно широкие, что, возможно, обусловлено нестехиометрией пленок по кислороду и/или влиянием подложки. Рост концентрации ионов Pr не приводит к появлению новых линий или сдвигу существующих в спектрах отражения пленок. Рост интенсивности линий при 400 и 550 см-1 предположительно отражает искажение геометрии октаэдра MnO6 за счет уменьшения среднего радиуса катиона в А-позиции.

Спектры отражения пленок с изотоп-замещением повторяют форму спектра незамещенных пленок для всех концентраций ионов Pr, т.е. геометрия октаэдра MnO меняется слабо, что не согласуется с данными по КРС (Рис. 2). На Рис. 1б представлены спектры КРС пленок (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3, измеренные при комнатной температуре. В спектрах можно выделить три линии при 240 см-1, 650 см-1 и 450 см-1. С ростом концентрации ионов Pr линия при 240 см-1 уширяется и смещается в область больших частот. При х0.5 разрешается дополнительная линия при 280 см-1, но пропадает линия в области650 см -1, что может быть связано с изменением структурного и магнитного упорядочения в пленках Pr0.7Ca0.3MnO3 (х=1) и La0.7Ca0.3MnO3 (х=0) 4,5. Частоты наблюдаемых мод в спектрах КРС пленок с изотоп-замещением сдвинуты в низкочастотную область на 10-15 см-1 относительно соответствующих значений для незамещенных пленок. Сдвиг мод при изотопзамещении свидетельствует о том, что они связаны с колебаниями атомов кислорода.