33. Исследование спектров испускания и поглощения с помощью нано- и пикосекундных импульсов света

Среди многочисленных физических и физико-химических применений сверхкоротких импульсов света особый интерес представляет нано- и пикосекундная спектроскопия испускания и поглощения. В этой области спектроскопии чаще всего применяют комбинацию коротких монохроматических импульсов или одного монохроматического импульса и континуума, который относительно легко получить, например методом фазовой самомодуляции.

§ 1. СПЕКТРАЛЬНОЕ УШИРЕНИЕ ЛАЗЕРНОГО ПУЧКА

Рассмотрим сначала спектральное уширение коротких световых импульсов при распространении в нелинейных средах. Это уширение было обнаружено уже в 1963 — 1967 гг. в экспериментах Стойчева [11, Джонса и Стойчева [2], Бломбергена и Лаллеманда [31, Шимицу [4], Гармайр, Чиао и Таунса [5], Брюэра и Лифшица [63 и др.

В известном эксперименте группы Таунса 1964 г. был сфотографирован сужающийся световой канал лазерного пучка в жидкости и установлено, что самофокусировка приводит к расфазировке в отдельных точках поперечного сечения пучка на выходе. Свет, захваченный в канале, увеличивает показатель преломления среды и поэтому распространяется медленнее, чем в невозмущенной части среды. По измеренной разности фаз на выходе из кюветы с жидкостью определили изменения показателя преломления. Они составили . Брюэр и Лифшиц [6] получили еще большие изменения показателя преломления: Оказалось, что относительные изменения показателя преломления в каналах диаметром в несколько микрон, образующихся при самофокусировке, могут достигать даже 10%. Столь значительные изменения показателя преломления приводят к расфазировке световых лучей. Отметим, что эта расфазировка является функцией квадрата напряженности электрического поля световой волны.

Бломберген и Лаллеманд [3] показали, что в активных с точки зрения комбинационного рассеяния жидкостях, состоящих из анизотропно-поляризуемых молекул, могут появляться боковые полосы в результате возникновения связи между различными модами лазерного пучка. Некоторую роль в спектральном уширении играет

также вынужденное рассеяние в крыле линии Рэлея (см. гл. 21). Рассмотрим ансамбль молекул, обладающих осевой симметрией [3]. Пусть в лазерном пучке присутствуют две моды с частотами причем Соответствующие напряженности электрического поля обозначим через и Допустим также, что пучки линейно-поляризованы в одной и той же плоскости. Молекула может реагировать на ориентирующий момент, который зависит от разности частот Вероятность того, что ось молекулы окажется внутри телесного угла составляющего угол с направлением поля, равна

где и — главные оптические поляризуемости молекулы.

Явление оптической ориентации молекул рассмотрено подробнее в гл. 23 (оптический эффект Керра). Член, зависящий от времени, изменяется с частотой Характерное время называемое временем релаксации анизотропии, равно

Здесь а — радиус молекулы, — коэффициент вязкости. Анизотропный член в выражении (33.1) приводит к зависимости показателя преломления жидкости от интенсивности света, причем эта зависимость промодулирована частотой Рассмотрим третий линейно-поляризованный пучок, частота которого достаточно сильно отличается от Изменение показателя преломления равно

где показатель преломления, — коэффициент, который зависит от значения локального поля (поправка на локальное поле). Модулирующий член дает боковые полосы, удаленные от на Если разность невелика, пространственной дисперсией можно пренебречь.

Бломберген и Лаллеманд показали экспериментально, что свет действительно промодулирован частотой Лазерный пучок с двумя продольными модами, отстоящими друг от друга на

фокусировали в циклогексан с добавкой Добавка в кювету приводила к широкой модуляции частоты стоксовой линии комбинационного рассеяния в полосе около 140 А. Остальные стоксовы линии были также промодулированы по частоте. Теоретические и экспериментальные исследования Бломбергена и Лаллеманда показывают, что эффект спектрального уширения линии лазера обусловлен, в частности, возбуждением линий комбинационного рассеяния и их модуляцией благодаря существованию различных мод лазера. Модуляция эта происходит в нелинейной среде.

В то же время Шимицу [4] считает, что спектральное уширение объясняется прежде всего фазовой самомодуляцией. Зависимость показателя преломления среды от вносит значительные, возмущения в распространение лазерного излучения. Теоретически этот эффект подробнее исследовали Де Мартини и др. [7] и Луговой и Прохоров [8]. Рассмотрим основные результаты работ [7, 8]. В нелинейной среде сверхкороткий импульс (особенно пикосекундный) подвергается сжатию. Средняя часть импульса, где интенсивность максимальна, распространяется медленнее, чем его задний фронт. Предположим, что импульс входит в нелинейную среду в точке а его форму можно аппроксимировать выражением

где радиус пучка, — поперечная координата, отсчитываемая от его оси.

Примем также, что зависимость мощности импульса от времени имеет вид

где — ширина импульса на полувысоте. Положим

где линейный показатель преломления (измеряемый с помощью слабого светового сигнала). Опуская выкладки, которые читатель найдет в работе Лугового и Прохорова, приведем выражение для изменения частоты лазерного пучка:

Функция является нечетной относительно точки и изменяется в пределах

Рис. 33.1. График функции и спектральное распределение интенсивности лазерного импульса в нелинейной среде

На рис. 33.1 показан график функции и соответствующее спектральное распределение интенсивности лазерного импульса. Спектральное распределение интенсивности на оси пучка имеет вид (черта над Е означает нестационарность этой величины)

где представляет собой фурье-образ

Если то пределы интегрирования равны Ашмакс и Дсомин или

В то же время

Подобное выражение получено Де Мартини и др. [7], Шимизу [4] и Дженком и Ландауэром [9]. Формулу (33.9) можно преобразовать к виду

где скорость в линейной среде (для слабых световых сигналов). Относительные изменения частоты могут быть достаточно велики. В качестве иллюстрации используем следующие значения:

Тогда

Рис. 33.2. Фрагмент спектрального уширения серии пикосекундных импульсов лазера на неодимовом стекле в образце из оптического стекла до 760 нм). (Отдел квантовой электроники Института физики Университета им. Адама Мицкевича.)

Для сравнения напомним, что спектральная ширина видимого диапазона, отнесенная к средней частоте диапазона, равна

На рис. 33.2 показан фрагмент спектрального уширения в диапазоне длин волн от 480 до 760 нм, полученный с помощью серии мощных пикосекундных импульсов лазера на неодимовом стекле в образце из стекла Сбоку видна узкая реперная линия гелий-неонового лазера .

Таким образом, фазовая самомодуляция сверхкоротких световых импульсов в нелинейной среде может быть очень сильной. Одним из условий обеспечения столь широкого спектра импульса является относительное изменение показателя преломления примерно на Такие значительные изменения могут происходить при самофокусировке света или вследствие образования плазмы в веществе [10].

Рис. 33.3. Спектр импульса рубинового лазера, сфотографированный после прохождения импульса через рубиновый элемент усилителя длиной 25 см [11]. — радиальная координата. Диаметр пучка составлял 1 мм.

Фазовая самомодуляция может иметь место также в усиливающей среде. Флек и Карман [11] показали экспериментально, что мощные импульсы рубинового лазера при дальнейшем усилении в рубине испытывают частотную модуляцию. Этот эффект обусловлен нелинейной зависимостью показателя преломления от напряженности электрического поля световой волны: Значение коэффициента в рубине невелико: Снимок, полученный Флеком и Карманом [11] (рис. 33.3), демонстрирует эффект сильной фазовой самомодуляции импульса с начальной длительностью Благодаря сжатию импульса в усиливающей среде его длительность уменьшилась до Начальная энергия импульса составляла конечная коэффициент усиления был равен примерно 7.