Нелинейные взаимодействия ультракоротких импульсов света 3 МКМ диапазона с конденсированными средами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ МАУК ИНСТИТУТ СБЩЕЯ ФИЗИКИ

На пралас рукописи УДК 621.378.325

ВОДОПЬЯНОВ Коиггаитнн Львоамч

НЕЛИНЕЙНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ УЛЬТРАКОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ СВЕТА 3 МКМ ДИАПАЗОНА С КОНДЕНСИРОВАННЫМИ СРЕДАМИ (01.04.21 - лазерная физик»)

ДОКЛАД

по совокупности работ ш соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва, 1993

V VI

Найота »ьтолиена. в Институте общей физики Российской Академии Неук

Официальные оппоненты:

1. Доктор физико-математических тук Аскарьяи Гурген Ашотович ИОФАН, Москва

2. Доктор физико-математичссхих 1!аук Никогосян Давид Николаевич ИСАН, Москва

3. Доктор физико-математических наук ДнепровсхиИ Владимир Самсонозич

Московский Университет

Ведущая организация:

Вильнюсский Университет

Защита состоятся "22" февраля 1993 г. ю 15.00 часов на заседании специализированного совета Д.003.49.01 при Институте общей физики РАН по адресу: 117942 Москва, ул. Вавилова,38.

С докладом можно ознакомиться в библиотеке ИОФ РАН. Доклад"разослан "20" января 1993 г.

Ученый сехретарь совета ,

к.ф.-м.н. ь ** ~ ' В.П.Макаров

I. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА - стр. 3

II. Лазеры 3 ыкм диапазона я* котя Кг* с активной (¡зздулжиий

добротности и синхронизацией мод

Предварительные замечания. Ег1*: УАС -лазер (А»2.94 мкм). Ег *: УБОТ -лазер (*»2.79 мкм). Генерация второй, четвертой и пятой гармоник излучения Ег -лазер«. - стр. 9

Ш. Параметрическая генерация в кристаллах ТгОьР^ и с«5в при махачкг ультракороткими импульсами Ег-лазере как метод получения плавно перестраиваемого излучения в днвтзо«» 4-18 мкм

Предварительные замечания. Кристалл 2пС«Р1. Кристалл Саве,

- стр. 14

IV. Эффект просветления воды под действием мтясманого свет* с х»3 мкм

Некоторые спектроскопические свойства гндроксилсодержащих ассоциированных жидкостей на примере воды. Эксперименты с Л«2.94 ' мкм и А«2.79 мкм по изучению нелинейного пропускания Н о. Эксперименты с Н00 а ар. Два механизм* просветления воды под действием 3 мкм излучения. - стр. 20

V. Лазерная генерация звуковых импульсов субнамосекуядмой

длительности я жидкостях

Предварительные замечания. Генерация субнаносекундного звука в воде и глицерине пикосекундными импульсами с

а-2.94 мкм. Некоторые оценки. Физические аспекты явления.

- стр. 27

VI. И:здуцироващ7яя лазерным излучением эмиссия электронов с покгрхмостги золота под деЛствгкг.1 вдкосекундаых импульсоа с

Мнегофотонняя фотоэмиссия и оптическое туннелирооэние.

Измерение отражательной способности золота на >.иЗ мкм.

Зависимость от лазерной интенсивности. Результаты

экспериментов по нелинейной фотозмиссии с поверхности Аи.

- стр. 34

VII. ГЬвсосекуидиша спектроскопия мгязогаззгс поглощения 1пАя (309 К) вблмзи и иыше края залрещентй заиы (\*2.5-3.7 мхм).

Оптические свойства 1пАз при 300 К. Эффект насыщения оптического поглощения при иеязонмых переходах в 1пАз и пикосекундная динамика носителей заряда. Относительная роль разных механизмов рекомбинации носителей заряда (поверхностная рекомбинация, рекомбинация на дефектах решетки и Оке- эффект) ка динамику проезетлепия !пАз. Эффект выгшгания "спехтральпых дыр" а континууме поглощения благодаря генерации "горячих" нетермализованных алехтроноз. - стр. 40

VIII.Пассивная модуляция добротности и синхронизация мод

А*3 лакм

ЕпУЗЗС-лазез« (а=2.79 мкм) с помощью апктцксиальных слоев ХпАе

Предварительные замечания. Генерация гладких гигантских импульсов. Генерация ультракоротких импульсов и измерение

их длительности.

- стр. 48

IX. РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

- стр. 54

ЛИТЕРАТУРА

- стр. 50

I. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА

Доклад поспяще« созданию пккосекундныз: источников света о 3 мкм области спектра и изучению нелинейного взаимодействия ил излучения с конденсированными градами, а именно: С кристалл«»»« 2пСе?2 и СаЗэ, обладающими высокой нелинейностью второго порядка (параметрическая генерация) с Ой— содернащими жидкостями (зффезст нелинейного пропускания и генерация субпгпосехундного звук«); с поверхностью металлов (нелинейный фотоэффект); с узкозонными полупроводниками (!пАч) а области меазонного поглощения (эффект насыщения лог-лощения). Выясняются физические механизмы этих существенно нелинейных »ффеятоэ и раскрываются перспективы их использования.

АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ.

По мере расширения диапазона длин волм твердотельиых лазеров в сторону ИК-области в середине 70х- середине 80х годов выли созданы лазеры 3-микронного диапазона спектра на основе кристаллов, содержащих ионы эрбия - Ег3*;УАЗ (>.-2.94 мкмИИ и Ег3":УаК (А»2.79 МКМ)|2], работающие в режиме свободной генерации и модуляции добротности. По сути дела эти лазеры являются сейчас самыми длинноволновыми источниками когерентного излучения на основе кристаллических лазерных сред, работающими при комнатной температуре в реяные ламповой накачки.

Длины волн вышеуказанных лазеров попадают в середину промеауткв Ом логарифмическая шкале) между длинами волн двух популярных ИК лазеров: нсодимового (л» 1.06 мкм) и С02- лазера (А« 10.6 мкы). Практическое применение эрбиевых лазеров связана с высокой технологичностью изг отовления активных элементов, низкими порогами

генерации (-10 Дж) и высокими КПД (> 1%). Существует еще ряд причин, по который спектральная область вблизи мкм заслуживает особого внимания, а именно:

-Длины волн зр5иеаых лазеров находятся вблизи максимума полосы И1С поглощения воды и других СИ- содержащих жидкостей с водородными связями (* "2.93 «кы (3400 см"1)), при »том коэффициент поглощения достигает рекордно пы соких величии: яаЮ* см"1!э]. Этим обусловливается перспективность использования данных, лазеров в хирургии, из-за большого содерздкия коды б живых тканях, в биологи»! и оптоакустихе.

-Область длин волн 2.5-3 мхи представляет чрезвычайный интерес для телекоммуникации: в свстогодгх на основе флюоридных стехол б этом диапазоне спектра ожидается поглощение всего лишь Ю'г-Ю'3д6/км 14] -ралгевское рассеяние, убывающее по закону 1/Л4 с длиной волны здесь мало, к то время как многофоионное поглощение в решетке, возрастающее с длиной волны, еще незначительно; к настоящему времени уже достигнуто минимальное поглощение 0.7 дб/км Ц]. Кроме того, длины волн 2.5-3 мкм находятся в области отрицательной дисперсии групповых скоростей фл:оосидны7. стехол, чго делает эту область интересной с точки зрения достижения солитогагаго распространения света.

-Лазерь: трехыикронного диапазона могут слукить элективными источниками накачки параметрических генераторов света на основе кристаллов типа ?лСэРг или СаЗе, имеющих огромные нелинейности второй порядка [51. Область перестройки в длинноволновую область достигает 12 и 18 мкм соответственно, что открывает новые перспективы для спектроскопии. Традиционные лазеры (с длиной волны 1,06 мкм, например) не могут быть использованы для г гоч цели из-за отсутствия волнового синхронизма или влияния линейного или двухфотонного поглощения.

-Данные типы лазеров интересны такке с течки зрения исслгдования взаимодействия -их излучения с узхозонными пелувроводнмх&мн, обладающими большими электронными келинеяностями пбяьзп края поглощения 161. Сильные нелинейности показателя преломления или поглощения мсгут быть использосани в бистабялькых устройствах, для обработки сигналов, а также для управления добротностью лезеро®.

Однако процессы взаимодействия'3 мкм -излученияс хснденсмронаннымн средами ко многом оставались неясным и ¡¡гнегледеэгиншги. Сяда относятся природа взаимодействия этого излучения с ДО-сэдсргэдшиим средами (механизм нелинейного пропуски««), гтрсдел&с-ш« всзаняиюстт» -накгчиваеньм Ег -лазером параметрических генератороз езет« (эффективность и область перестройки), динамика просветления узкозонных полупроводников.под действием 3-ихм иэлучямя, езязонкая с динамикой неравновесных носителей заряда. а такке природа келимгйиого фотоэффекта с поверхности металлов при оЗлучгкии последних ультракороткими импульсами Ег- лазера.

ЦЕЛИ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ

В связи с те«, что все вышеперечисленные эффекты носят сугубо нелинейный характер, вознкхла задача создания лазера с предельно высокой пиковой уощнсстыо «алой длительностью ка ХяЗ ыкм и исследования взаимодействия излучения этого лазера с кокдемсировшшыми средами: ОН-содержмцими жидкостями, нецентрскимметркчнкми кристаллами с высокой нелинейностью второго порядка, поверхность;) металлов и с узкозонными полупроводниками - методами: трехфотонного взаимодействия, спектроскопии насыщения, спектроскопии возбуждающего и пробного импульсов, опто-акустическими, а также методом исследования нелинейного поверхностного фотоэффекта.

(САУЧДАЯ НОВИЗНА К ПРАКТИЧЕСКАЯ ЦЕННОСТЬ

Постановка и решение сформулированных задач присело к : -Созданий простых и надеиных пихосекундных лазеров 3 мкм диапазона спектра на основе эрбий-содержащих гранатов.

-Существенному расширению области перестройки параметрических генераторе; света в ИК область путем создании суперлюминесцентных (безрезона горных) источников перестраиваемого излучения на основе кристаллов и СаЭв накачиваемых излучением Ег -лазера.

-Обнаружению и выявлению механизмов просветленна ■ воды и других ОК-содерхеащих жидкостей при интенсивном облучении 3 мкм лазерными импульсами, что ваяно с точки зрения: медицинских применений эрбиевых лазеров, таге как поглощение светя в человеческой ткани в И К области в основном определяется поглощением воды.

-Демонстрации возможности генерации интенсивных субнаносекундных ззукозых импульсов в воде, что является новым инструментом воздействия на вещество.

-Обнаружению нелинейного фотоэффекта с поверхности Аи при облучении последней ультракороткими 3 мкм импульсами, а также к установлению переходкой области между ыногофотонным режимом и оптическим тумнелироваиием.

-Демонстрации того, что узкозонный полупроводних 1пАв при комнатной температуре может быть использован как "быстрый" просветляющийся затвор для лазеров 3 мкм диапазона, к определению фундаментальных механизмов, ответственных за рекомбинацию неравновесных носителей; а также созданию лазера с 4-2,79 мкм с пассивной модуляцией добротности и/или синхронизацией мод.

IIA ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ СЛЕДУЮЩИЕ ПОЛОЖНИЯ: !. Экспериментальное обнаруаение и вьмя,венка мвлгнизмоз гфффекта просветления он- содержащих жидкостей под действием нан<!- и никосекундных w,пульсов 3 мкм диапазона.

2. Получение режима пмкосекундиой параметрической суперлюммкесценции (безрезонаторкой параметрической генерсции) в кристалле Gas? при полной отсутствии двухфотояного поглощения.

3. Обнаружение эмиссии электронов с поверхности золота г.од действием ультракоротких импульсов с ХзЗ мкм, з реяиме, соответствующем {троме;сугочнему случаю мекду 12-квг/ггосым фотоэффектом и оптическим туннелированием.

4. Экспериментальное обнаружение быстрорелахсиругкцсго просветления а InAs под действием 3 мкм излучения за счет аффекта Бурштеинг-Моесаи использэзание этого эффекта для пзссивнзя модуляция добротеостм и синхронизации мод Er -лазера.

5. Экспериментальное обнаружение Ояе-рексс5и!1а1;пи зож-зо!« в InAs и определение 0;хг -константы при комнатной температуре.

6. Обнаружение выжигания спектральных "дыр" а континууме межзогагаго пог лощения IriAs за счет генерации горячих кетериализозавшихся носителей,, при пнхосекундном ИК воз5ужденкк.

ПУБЛИКАЦИИ

Настоящий доклад составлен по материалам, содержащиеся э 39 научных публикациях в ведущих отечественных и западных гг.уркалях, сборниках трудов ФИ.4Н, ИОФАН, Ин-та Теор.Физкхи VССР, а такте в препринтах ИОФАН.

Основные результаты докладывались на Всесоюзных и Меядународных конференциях и опубликованы в тезисах этих конференций (общее число

IT), таких, как:

-Всесоюзная конференция по когерентной и нелинейной оптике. (Ереван-1982; Москва-1985; Минск-1988) -Вавиловская конференция по нелинейной оптике. (Новосибирск-1984, 1937)

-VI Всесоюзная конференция по нерезонанс, взаимодействию оптич. изл. с веществом. (Паланга-1984) -III Intematlnal Conference on Infrared Physics (Zürich- 1984) -Всесоюзная конференция "Оптика лазеров" (Лен-д -1987) -Intematlnal Conference "Ultrafast Processes in Spectroscopy"

(Vllnlus-1987, Bayreuth-1991) -I*1 International Liquid Conference (Lyon-1990) -International Conference "H-bond Physics" (Lucca-1990) -IInd Intematlnal Conference "Laser M2P" (Grenobie-1991) — IIId European Quantum Electronics Conference (EQEC-91) (Edlnburgh-1991)

-International Narrow Gap Semiconductor Conference HGS-92 (Southampton-! 992)

-2l" International Conference on the Physics of Semiconductors, (Bejlng'1992).

По представленным в настоящем докладе результатам (использование InAs в качестве пассивного затвора) получен также патент Великобритании.

11. ЛАЗЕРЫ 3 MKM ДИАПАЗОНА НА ИОНАХ Кг'* С АКТШКОЙ

МОДУЛЯЦИЕЙ ДОБРОТНОСТИ Н СИ1тЧЖИ£Ш4ШП мод

Перспективность а таких областях применения. как лазерная медицина, оптическая связь, нелинейная оптют, лазерная спектроскопия, оптика атмосферы и взаимодействие интенсивного свет« с • веществом инициировали в последние годы исследования, направлении« на разработку Ег3*-содержащих лазеров 3 икм диапазона на основе кристаллов У AG, YSGG, YLF, СзГ2 и др. К настоящему моменту времени эти типы лазеров работают в следующих pe.-кииах: свободной генерации с частотой поаторения до !00 Гц, средней мощностью до 20 Вт и эффективностью >1%; гигантского импульса с энергией > 1С0мДк; непрерывном режиме с лазерной или диодной какачкол, в том числе в виде светосодного лазера.

Интерес к ультракоротхим импульсам (УКИ) в атом спектральном диапазоне связан с применениями и спектроскопии проченного разрешения, и нелинейной оптике, а такие во зсех тех областях, где требуется высокая пиковая мощность при сравнительно малых энергиях.

Несмотря на то, что техника генерации пикосскулдных световы» импульсов or УФ до ближнего ИК диапазона в настоящее время хорошо развита, и сродней ИК области, л частности в 3 мкм диапазоне спектра, дело обстояло сложнее в силу отсутствия быстродействующих пассивных затворов. Активная синхронизация мод (АСМ) являлась к началу выполнения данной серии работ доступным и, пожалуй, единственно возможным способом получения УКИ в этой области спектра.

В качестве активного элемента лазера мы использовали два типа

о

»рйий-содержащих кристаллов С повышенной ;-5 ■ Ю^см"3) концентрацией ионов Ег3*.- лазер из основе иттрнй-алюминигаого гранате - Ег3*-. Уас (Х-2.94 мкм)17-9,10, И], генерация на котором была впервые получен« в 1974г.! 1! и лазер ив основе иттрий- скандия- галлиевого гранат» -Ег3*,Сг3*:УЗСС <А«2.79 ккм)[12,13!, который 5ыл запущен впервые в 1966г. (2! (о8а -к ФИАН/ИОФАН). Генерация в том и в другом случае происходит «вемду апаркс^скими компонентами уровней 41и/г и 41,3/г- В случао -лазера Сг3* является сснси5ил!1Мтором и приводит к

повышении аффсктчаности и снижению порога генерации.

Оптичссхая схема лазера показана на ¡>ис.2Л. Для устранения салекции тнкоп колебаний и уменьшения френелссских потерь нее внутрирезоиаторпые »леаснты имели Ь'ртстсровскиг торцы. Активный элемент - дпймгтро.л 5мм и длиной 70—100мм накачивался стандариой Хе лампой-вспышкой с энергией накачки 20-100 Ди. Типичная частота повторения 3-2 Гц.

Каши использовалась для выделения одиночного пмчка как п:;грсза!Иторная(12К так и шутрирсгоиаторнаяЩ] схемц. Мы рассмотрим вторую из них (рис.2.0 - резонатор был "глухой" и образован медным зеркалом М и диэлектрическим М^ (К=99'?о) с радиусами кривизны 2.5 и. Для управления епутрирезопаторным излучением мы использовали три злектрооптичесю-п: кристалла 1.1 КЬО. Первый из них 1ЛШЭ(1) осуществлял синхронизацию мод: на хрисгалл подавался высокочастотный писоховольтнми сигнал с амплитудой ~3 г.В и частотой 6С МГц. соответствующей половинной межмодоиой частоте. Глубина модуляции была примерно 0,4. Соответствмг частоты модуляции и ме.^модойых биений достигалось путем подстройки длины лазерног о резонатора микрометрическим винтом, с точностью до 30 мкм. С помощью кристалла 1ЛМЬО (2) осуществлялась модуляция добротности; и. наконец.

УСИЛИТЕЛЬ

I ООпс 2..4 мДя.

Рис.2.1 Оптическая схем» лазера с активной синхронизацией ыод, модуляцией добротности и внутрнрсзонггоркым выделею»ем одиночного пичка.

йшшшшш*

ЕЗШШ

Рис.2.2 Выходное излучение лазера с активной синхронизацией мод т \-2,79 мкм; (а) -осциллограмма цуга импульсоз, (5) и (в) -временная и спектральная характеристики импульсов, сняты® с помощью ЭОК и Фа5ри-Перо соотв. на частоте 4о. (6) - без эталона в резонаторе, (в) - в резонаторе лазера стоит эталон из КИ толщиной 2,3мм.

с помощью ЬШЬО^З) мы осуществляли разгрузку резонатора - в момент достижения максимальной интенсивности внутри резонатора с помощь» одного из фотодетекторов запускалась схема формирования прямоугольного 5 к В импульса с наносекундним фронтом, который подавался на Ы.'ЛО^З), поляризация спета поворачивалась на 90° и свет, отклонившись, выходил ияруяу а веде одиночного пичка с энергией -0.5 мДа (мода ТЕМ ).

Спектрально-временные характеристики яазгра изучались на частоте четвер той гармокихм (Ле0.7 мхы) с помощью интерферометра Фабри-Леро к скоростной элестронко-оптаческой камеры (ЭОК)115,16). Применялась кгскбднгя схема генерации четвертой гармоники: а—>2и—»4», причем в сбэих случаях »¡спользсяяяся кристалл 1ДЯЫ> с углами синхронизма О" 53°и 50° соответственно и полярным углом При этом КПД

преобразования во вторую гармонику доходил до 42%, а в четвертую - до 14%[12!. Здесь уместно тысахе заметить, что кристалл т.евлтз лития применялся нами тахяе для генерации "пятой гармоники излучении по схеме —>5и с эффективностью преобразования по отношению х основное частоте 5-7%.

• На рис.2.2 показано выходное излучение лазера, зарегистрированное с помощью скоростных фотодетектороз и осциллографа - (¡а основной частоте и 3<Ж - на частоте Спектрально-временные сзойства пьисдного излучения, з частности произведение ширины спектра на длительность существенно зависят от времени развития

генерации. Яри отсутствии каких либо специальных мер время развития генерации составляет всего несколько сот не, гыходяые импульсы имеют временную подструктуру, хотя наблюдаются иногда весьма короткие импульсы ~30-40пс, картина нгвоспроизводима, при этом т-д«! (рис.2.2 б). При затягивании с помощью специальных мер времени

развития генерации до 10-20 мхе наблюдаются гладкие спектралыю-ограничепные импульсы с длительностью 100*:15пс и т-41"0.5-0.6. При внесении в резонатор лазера эталонов из К И или СаРг толщиной 1-Змм, сужающих спектр, моико такое дсбиться получения гладких спектрально ограниченных импульсов, по форме близки к к гауссовой кривой (рис.2.2 в); однако при этой несколько удлимняетс* их длительность. Путем подбора толщины ©талоне можно было регулировать длительность в пределах 100-200пс.

В случае Ег3*,Сг3*: УБСС -лазера (Л«2.79 мкм) .- одиночный лазерный иичок с »нергией 0.2-0.5 мДж направлялся в трекпроходный. усилитель (энергия накачки 200-300 Дж). где усиливался до анергии 2-4 мДи (коэффициент усиления на проход 2-3). Таким образом, в области 3 мкы были достигнуты спектрально-ограниченные */КИ с длительностью 100 пс и пиковой мощностью до 40 МВт.

III. riАРАМЕТРИЧЕСКАЯГЕНЕРАЦИЯ В КРИСТАЛЛАХ ZnCe?2 И GiSe ПРИ НАКАЧКЕ УЛЬТРАКОРОТКИМИ ИМПУЛЬСАМИ Ег-ЛАЗЙРА КАК МЕТОД ПОЛУЧЕНИЯ ПЛАВНО ПЕРЕСТРАИВАЕМОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ДИАПАЗОНЕ 4-18 МКМ

Характерной особенностью нецентросимметричных полупроводниковых кристаллоь ZnGeP2 и GaSe является широкая область прозрачности: 0.74-12 мкм для 2г&гРг и 0.65-18 мкм для GaSe а также огромные нелинейности второго порядка[5). Коэффициент нелинейного. качества dVn3 для ZnGeP2> например, примерно в 100 раз превосходит таковой для LlWb03 н и 20 раз - для AgGaSz.

К настоящему моменту кристаллы ZnGeP^ нашли применение в следующих нелинейно-оптических процессах: ап-конверсия излучения С0г- лазера а видимую область при смешении с излучением рубинового лазера, генерация суммарной частоты СО^ и СО- лазеров, эффективная генерация второй гармоники излучения <х>2 и С»- лазеров.

Кристаллы GaSe были также успешно применены для генерации второй гармоники излучения СО^, СО и Dy: CaF^ (2,36 мкм) -лазеров, ап-конверсии излучения СО^ и СО лазеров в видимую область, для генерации разностной частоты в диапазоне 9-19 мкм при использовании Nd: YAG- лазера и лазера на красителе, и в диапазоне 7-16 мкм при использовании Nd: YAG- лазера {или второй гармоники) и лазера на F* (F*) -центрах. Была также получена разностная частота в диапазоне 4-18 мкм при смешении в GaSe сигнальной и холостой частот параметрического генератора на LlNb03, накачиваемого Hd:YAG- лазером.

Твердотельные лазеры 3 мкм диапазона на основе Er -содержащих гранатов очень подходят в качестве источников накачки кристаллов

гпС«Ра и вайе в силу их хорошей прозрачности на этих длинах волн( 1?1 (потери <0,1 см"1) и существования фазового синхронизма для трехфотонных взаимодействий. Важным моментом также является то, что я силу малости кванта накачки в данных кристалах отсутствует двухфотонное поглощение вплоть до световых интенсивностей 30 ГВт/смя.

Для накачки кристаллов 2пСвРа и СаЭв мы использовали в наших экспериментах 100 пс импульсы от Ег: УЯК (2,79 мкм>!185~ или Ег:УАС (2,94 мкм)114,17,191 -лазеров с анергией 0,5 -2 мДж, полученные с помощью активной синхронизации мод.

Лазерное излучение фокусировалось в нелинейный кристалл с помощью» одной или двух (в случае цилиндричесхой фокусировки) линз из СаГ^, Использовалась безрезонаторкая (суперлюминесцечтная) схема параметрического генератора, поскольку параметрическое усиление ехр(2Г1) достигало -10® на проход при лазерных интенсивности* накачки ^«10 ГВт/см1. Здесь 1- длина кристалла, а Г- инкремент нарастания при нулевой фазовой расстройке и определяется (сист. СГСЕ) из соотношения:

где индексы 1, 2 и 3 относятся к холостой, сигнальной и волне накачки соотв., и- частота, аффективный нелинейный коэффициент, п-

показатель преломления, с- скорость света в вакууме.

Выходное излучение параметрической суперлюминесценции (ПСЛ) регистрировалось с помощью фотоприемника на основе Се-Аи (77 К); для отсечки излучения накачки использовался фильтр из 1пАз с краем коротковолнового поглощения 3,8 мкм. Основная часть экспериментальных результатов приводится в таблице, и здесь мы снабжаем ее некоторыми комментариями.

Г» -1<г.О

Тй5л. 3.1 Ii»)

Кристалл ZnGeP. (n <п ) 3 о • CaSe (п >п ) О О

Тип юал.чодеястбиж I (о-«е) II (о-ео) I (в-оо)

Ориентация кристалле е-',7°, »-о0 е-34°,*>=31° 6«0°, ?«90°

d . 10"т«д,СГС8 «г 2,1 1,85 1,6

0бл«сть H-'F.tfcüKHHi 0 47-49,55° 76-90° 9,5-13°

Достигнуть« область перестройки, мхм 4-10 5,2-5,6 6,2-6,7 3,5-18

Ширина линии ПСЛ, см" -1340 (5,9 мкм) SO (8 шсм) 30 (10 мхы) 7 (6,7 мкм) 850 (5,9 мкм") 63 (10 мкм) 10 (15 ккм) 6 (¡8 мкм)

Размер пятна накачки на кристалле, пав 0,28 0,1 0,13x0,28

Длина кристалла, км U 42 12

Снос луча, мм 0,14 (48°) 0,11 (84°) 0,53 (10°)

Эффективная длина кристалла, км 11 19 3,2

Порог ПСД, ГЕт/сьс2 0.5 0,35 6

8,7 14,1 7,0

Максим. SL, ГВтЛи3 6J 30 12

Махсим.квыгт, эффективность 0СЛ Ъ% 17,6% 1%

Порог разрушение, ГВт/смг 6J 30 30

В случае ZnGoP2 использовались кристаллы двух разных ориентация, вырванные под взаимодействие типа I и 11, эффективная нелинейность для которых дается формулами:

Тип I (o-ee) deff" d36 eln2e cosZp

Тип П (o-eo) deff* d36 sln® •

однако в случае II типа азимутальный угол у нас не был оптимальным с точки зрения максимального deff: ç»31° вместо 45°.

Для кристалла GaSe, в силу его слоистой структуры, существует только z- срез, однако из-за огромного двулучепреломления углы синхронизма е малы и синхронизм легко достигается при Зкхм накачке, г Нами был выбран I тип синхронизма из-за того, что требуются меньшие углы 8, чем при II типе. Эффективная нелинейность дается формулой;

Перестроечные кривые для кристаллов ZnGeP^ и GaSo показаны на рис.3.1а,б. Видно хорошее совпадение с экспериментальными результатами. Непрерывная область перестройки достигает 3,5-18 мкм в случае GaSa. В таблице 3.1 приведены расчетные ширины линий ПСЛ, которые сильно возрастает при приближении к вырожденному режиму. Для ZnGeP2 мсспериментельно измеренная ширина линии (10 см*1 при >^"6,7 мкм) близка к расчетной (7 см"').

Порог ПСЛ в ZnGsPz (1*4,2 см) был всего 0.35 ГВт/смг. Несмотря на близкий нелинейный коэффициент d в GaSe, порог ПСЛ в последнем отличался Солее, чем на порядок. Это по-видимому можно обьяскить малой аффективней длиной кристалла из-за сноса излучения (табл.3.1): путем правильного подбора геометрии накачки можно будет существенно снизить порог ПСЛ.

Энергетика ПСЛ в случае ZnGeP2 (1=4,2 см, тип II) для сигнальной и холостой длин волк А>»3,6 мкм и Л ^6,2 мкм соотв. 1181, приведена на'

10 со »

» С)

в

А (и™)

Ри«.3.1 Углэвы® г.^з/гстроечмыс жривыг при нлкичхе с (а)~

7 и п';. 55)- ¡т1:я о. Сплошные кривые -

р&сч-я-шлг:

УьтеД^ Згаа«ем&»сти зшгргек ПСЛ на X =5,6 ыки и Л »6,2 мкм и квантовой

а 1

эффективности т) от интенсивности накачки на 2,79мкм для гг.Сз}^ (4,2 см).

рис .3.2. Накачка осуществлялась на Л»?,79 Квантоцад эффективность ПСЛ достигал« 17,6% при I^alO ГВт/см*, несмотря ira то, что торцы кристялля не были просветлены и фргнелезские потери достигали 45%. Расходимость ПСЛ сне кристалла была в этом случае 0.11 рад.

Таким образом при накачке кристаллов 2пСэ?г и СвБ<з одиночными УКИ с аяз î.:k:i было получено инфракрасное излучение, перестраиваеиоз я диапазоне 4-Ю мкм (ZnGaF.^) и 3,3-18 мк.м (gase) - практически вплоть до Дли1!:га80л1»св0!4 границы прозрачности хрясталлов. Была достигнута квзнтовая эффективность преобразования 17,67с - для ZnGftP2 в рапоке 5-6 мгем, что соответствует мощности 3 МВт. /

IV. эффект даошшждая боды под действием интамсишшго сешга с а-з шэд.

Вблизи частоти скета 3400 си"1 (2,94 мкм) вода (рис.4.1) имеет рекордно высокий показатель поглоикния света (мнимая часть показателя преломления), достигающая значения к =0,3 при комнатной температуре (3!. Это свкзыю с существование;.! полосы поглощения, которая соответствует сгленткой ходе колебаний воды. Коэффициент поглощения сяета в водг, тгким образом, к»1,28 • 10* см"1, что соотзетствует глубине проникновения всего 0,78 ¡.пси.

Осо&£.шюстыа многих веществ, содержащих ОН-группу, является образование ва«ородно<! связи (Н-сбязи) в конденсированном состоянии или (при нс очздь малых давлениях) в парах, приводящее к ассоциации иелекул в комплгксм. Наиболее сильное спектроскопическое проявление годородной св.гг.и - значительное (до 10%) уменьшение частоты валентного коле5ш«и груг.лы ОН. Эти изменения частоты наблюдаются как в спектрах коибгшацкакного рагсбяниа, так и в спектрах ИК поглощения в области оскоьногс тока и ©£е;рпготз. Так, валентные колебания б спектре кокбинациакксго рзссгякмя и ИК поглощения ¡кидкой воды при 30 С характеризуются размазгнией полосой шириной около 400 см"1 с макешудок сблизи 34С0"1 сы"1. Спектр йсидкоП воды в данном случае язлязтея суперпозицией смещенных благодаря Н-связм полос ^ и а также обертона -у . В результате образования {(-связи в воде во-первых, ьалентная полоса поглощения смещается на 300 сы"1 в низкочастотную область, ео-аторых, сильно (в -10 раз) увеличивается интегральная интенсивность полосы -поглощения в пересчете на одну молекулу, что связано С' коллективным вмикодейстБием при наличии В-сзязеЯ.

Аналогичные явления наблйдвкп-ся и у других веществ, содержащих ОН-группу, таких, как спирты, фенолы, гликоля, харбоновые кислоты и др. При увеличении температуры водородные спязи ослабляются и наблюдается сдеиг махсимума спектра поглощения ОН- группы в высокочастотную область.

В экспериментах по изучению взаимодействия лазерного излучения с водой и другими гидроксилсодержащимн жидкостями мы использовали Ег°*~ лазеры с Л=2,94 мкм (совпадающей с максимумом полосы поглощения воды) (рис.4.1) и Л»2,79 мкм (находящейся на лысокочастотном склоне той же полосы с 2,3 раза меньшим коэффициентом поглощения), работавшие ь' режиме гигантского импульса, цуга УКИ, а также одиночного УКИ.

На рис.4.2 показаны [20-221 результаты экспериментов по нелинейному пропусканию поды для длин волн 2,94 н 2,79 мхм и разных длительностей икпульсов. Лазерное излучение направлялось на кювету , содержащую исследуемую жидкость, с толщиной промежутка 1-Ю мкм, при этом измерялось изменение коэффициента пропускания Т. По оси ординат отложено относительное изменение оптической плотности кюветы как фунхция вложенной энергии (почему не плотности энергии или лазерной интенсивности - будет ясно из дальнейшего). На 2,94 мхм наблюдается (рис.4.2(1() монотонное узеличение пропускания при увеличении вложенной энергии, причем зависимость одинаковая как для одиночных пичков с длительностью 1(Г10с, тах и для цуга импульсов с огибающей Ш"7с и является функцией вложенной энергии, но не пиковой интенсивности. Таким образом, релаксация поглощения происходит на временной шкале > 10"7с.

Для того, чтобы показать, что причиной просветления воды не является банальный механизм образования пузыря, мы исследовали динамика взаимодействия излучения гигантского импульса (г= !00 не)

X (мт)

г

s.3 > 5 Б 'л

••N¿«.4.1 Иифгакргси.'Э! поглощение соды в районе частоты валентного колгЗаяня.

0.№ >М ' !СЛЗ «0.1»

Wemb

10 130

¡L (GW/cmlj

Рис.4 2 Зависимости относительного изменения оптической плотности зоды от ш длимо волны д от вложенной энерг ии на той ис длин* волны. (1>- Х»2.94 мкм; чУ- >.»2.79 мкм. Треугольники-одиночные импульсы, круаки- цуги импульсов. Вверх на оси у означает увеличен!!« пропускание.

Рис.4.3 Криаая иасмщеяия поглощения HD0 -в D.O. Штриховая кривая -теоретическая для 1 »250 ГВт/см*.

зр5иеоого лазера (2, 94 м.ч.м) со слоеч воды толщиной 5 мкм, заключенным в кювете[23-25}. 0 качестэе диагностирующего свзтовогс импульса использоналось излучение второй гармоники пеодимочого лазера (Л,—0.5? мк1.<) длительностью 50 не, синхронизированное с импульсом эрЧиевого лазера. Задержка мекду возбуждавшим и диагностирующим импульсами менялась в больших пределах. Эти эксперименты показали, что по время действия Еозбуг.да»utero импульса с энергией 5-7 мД» (площадь пятча !,4.Ю'2 см2 ) в воде не шблюдалось поперечного разлета жидкости. Пузирь же успевал сформироваться (при грерговкладах ~Ю кДж/см3 > только за время 0,5 мхе после импульса эрвигзого лазера и обратимым <• сбразом склепывался через время порядка 1 миллисекунды. Таким образом еидно, что плотность воды даже за время действия 300 не импульса (и тем более 100 пс импульса) не успевала сильно измениться ни за счет поперечного разлета жидкости, ни за счет прогиба стенок кисеты, и просветление происходило при psconst.

Аналогичные эффекты уменьшения поглощения на 2,94 мх.м наблюдались также в других ОН- содержащих жидкостях (этанол, метанол, глицсри.»0!9,21). Эффект просветления был использован нами для пассивной модуляции добротности Er: VAG -лазера: с пассивным затвором на воде или этаноле (толщина кюпеты -0.5 мхм) были получены гигантские импульсы[261 с длительностью 120 не и энергией 10-20 мДж. При превышении лазерной накачкой некоторой величины возникал второй гигантский импульс, отстоящий от первого иг 20-25 мкс. Это явление является характерным для дазероп с насыщающимися фильтрами. Б нашем случае возникновение вторичного моноимпульса говорит о тем, что поглощательная способность жидкости восстанавливается за время, по крайней мере меньшее 20 мкс. Вышеприведенный и другие эксперимента говорят о том, что время восстановления поглощательной способности

слсз годы находится в пределах 100 кс..20 мхе. Это обстоятельство наводит ш ?и.:сл:, о той, что, при наших лазерных длительностях причиной просветления а первую очгредь калится температура, поскольку время остывания кагетк так»« ю::ет порядок ыикросск>нд при толщине кюветы в единицы микрон.

í ¡arfes води лггерним излучением даже на несколько десятков градусов мо;ает пркиоегм к згштноиу изменим» спектра поглощения. Е рамках флукту5Цисн:ю?1 теории водородных саяэей с нагревом воды происходит смещение равиоакна в сторону более слабых водородных связей. В результате кжеииум валекткой ИХ полосы смещается в коротковолновую область, сд!1эзреиеши> уменьшается интегральная интенсивность полосы. Таким образом,, уменьшение поглощения ыы связываем с быстрым нагревом воды (влшеть 'де 2ССЭ К), при »том ее объем и плотность не успевает существенно изменяться ири используемых лазерных длительностях 1смлакие ra.v).

Это подтЕЭ^йдается тем, что при увеличении влокенной энергии не А»2,79 мкм происходит сначала "затемнение" воды (рис.4.2(2)). Действительно, при увеличении температуры спектр поглощения воды (рисЛИ) •кагзтает" своим максимумом на *=2,79мкм, s при дальнейшем уьглччеиг®? »нзргозкледл сдаигиется еще дальше в коротковолновую область и мвчинюпгся пуосаетлекие. Энергоаклад, соответствующий уменьшвкш» поглощения вдзое для Л-2,79 ыкм составляет Ю кДж/см3.

Для того, что®ы избавиться от температурных аффектов и наблюдать чисто спектроскопический аффект насыщения двухуровневой системы, мы исстедоввди 1% д»£ствср 1ЮО в D^O - молекулы ИГО имеют столь же характерный пик поглощения в 3 кхм области, как и Ир. Одиночные УКИ 12» 7, ,34 ики фокусирсвАгсксь с помощью короткофокусной линзы в пятно площадью 3,7-Ю"5см2 на кювете. На рис.4.3 показана кривая насыщения

поглощения НЮ в 0а0. Штрмяомя кривая соответствует теоретической

кривой для . насыщения при пеодкородно-уширенной линии:

«»<*/(1*1/1 )1/3 , с 1 -250 ГВт/ая*. Исходя из известного сечения с ь » •

поглощения ОН- группы мы получили оценку[27,23] для времени жизни колебательного состояния ОН в воде на верхнем уровне 0,3< т <0,6 пс. Аиглогичные эксперименты по нелинейному пропусканию в растворе С3Н60И в СС14 показали, что интенсивность насыщения для колебательного переход* ОН -группы в спирте существенно меньше: I "21 ГВт/см3, что дало значение для времени жизни на верхнем уровне г»9*3пс. Это находится в очень хорошем (а пределах коэффициента 2) согласии с; результатами прямых измерений методом возбукдающего и пробного импульсов, проведенных Лоберо с сотрудниками 129!.

Таким образом, два основных ыеханиэмг ответственны за гффект нелинейного пропускания эоды, отличающиеся на 7 порядков по времени релаксации: температурный аффект и аффект заселения верхнего уровня.

В первом случае под действием поглощенного лазерного излучения происходит увеличение температуры яидкссти (и давления, поскольку ресопз1), приводящее к деформации и ослаблению водородных связей. Это приводит ¡к сдвигу равновесия между сильными и слабыми водородными связями э сторону слабых. Валентная полоса поглощения, соответствующая ОН-группе, сдвигается при »том в высокочастотную область с одновременным уменьшением интенсивности полосы. В результате наблюдается заметное просветление на длине волны 2,94 мкм, находящейся при нормальных условиях вблизи максимума поглощения.

Во втором случае, для насыщения колебательного перехода требуются громадные интенсивнисти -250 ГВт/смг ~ иэ-эа малых значений времени жизни и сечения поглощения.

В качестве альтернативных механизмов просветления можно

рассмотреть тек»® доялгроосхое изменение частоты света из-за быстрого расширения, а тскжэ образе заляг узких капало» разрешения в сверхтонком слое жидкости. Свидетельством того, что первый аффект не играет значительной роли квлястся то, что в случай чистой воды при фиксирсымкой днмко полны просвет л еиие является функцией только гнергонхлада, да ив его скорости. Второй механизм не проходит, потому что проезетлегме на 2,79 и 2,54 ыхм ведет себя различным способом: если бы прич«!и>я просьгтягикя было бы объемное вскипание, то важна была бм только сгличша влгргоаклада и киках не сказывались бы тонкие различия в спгхтрг тгяогцтля.

v. ЛАЗЕРНАЯ. ГЕНЕРАЦИЯ ЗВУКОВЫХ ИМПУЛЬСОВ СУБНАНОСЕКУВДНОЙ ДЛИТЕЛЬНОСТИ В ЖИДКОСТЯХ

Благоприятным обстоятельством с точки зрения лазерной генерации звуковых импульсов малой длительности в лидкостях является совпадение длины волны Ег- лазера с максимумом полосы ИК поглощения таких СН-содержащих жидкостей, как вода, глицерин, спирт и т.д. Из простых физических соображений ясно, что минимальная длительность звукового импульса, которую можно получить, облучгя лазером поглощающую среду,; есть время, за которое звук пробегает глубину поглощения (а*1): х' , -1/ас , (5.1)

в ш1п »

где с>- скорость звука. Для воды поглощение на длине волны 2,94 мкм а-1,3-10* см"1, с »3.5' 105 cv/c и тихим образом - . «04 не.

■ * aotn

Целью данных экспериментов было также определение термодинамических параметров воды в зоне облучения, в первую очередь температуры и давления, что было связано с выяснением механизма уменьшения поглощения свете при интенсивном облучении. Измерение температуры слое воды, облученного коротким импульсом эрбиевогс лазера, представляет немалый интерес и позволило бы получить информацию о том, насколько быстро термализуптся возбужденные колебания валентной моды воды, В принципе, температуру можно было бы измерить по тепловому излучению, однако,из-з* малого облучаемого объема интегральный сигнал теплового излучения достаточно мал и находится за пределами чувствительности быстрых ИК приемников. В силу того, что рост температуры однозначно связан с ростом давления а жидкости, мы предприняли попытку измерить давление в облучаемой зоне с помощью скоростных пьезодатчиков.

Кварцевая кювета облучалась ультракороткими (-100 пс) импульсами

п

»речевого лидера с Х=2,94 мкм 120.30-32]. Кювета (рис.5.1) имела толщину промеа'утка, в которой находилась исследуемая жидкость, равную 10 Ш(. СксростиоЯ иьезодатчих, с чувствительностью 2.10"7В/Ш, в первом случае (рис.5.1е) находился в непосредственном контакте с кидкостыо и позволял Наблюдать звуковую волну в ближней (по звуку) волновой зоне, независимо от размеров лазерного пятна, который варьировался .а гидом «ссперииентс от но=4-Ю"3 см до 5.10"2 см, во втором случае (рис.5.16) пьеэодатчик был расположен на тыльной стороне хвауцегаи подлояки.

Распояоа&ние датчика (рис.5Ла) является наиболее предпочтительным с точки зрения согласования мсустичесхих имледансов, но такое расположение ми смогли применить только для глицерина, так как другие жидкости» находясь в контакте с датчиком, разрушают его. Мы имели дело со случаен генерации звука на так называемой кесткой границе раздела ¡жидкости, так как облучаемая поверхность жидкости граничила с кварцем.

В случае расположения датчика (рис.5.15) в зависимости от размера лазерного пятна (и, соответственно, размера источника звука) датчик мог находиться как в ближней, так и а дальней (по звуху) волновой зонах.

Это определялось числом Френеля (по аналогии со светом) для звукового »

поля: Ич^/А^Ь , где - длин» волны звука в кварце, -

длительность звукового импульса (импульса давления), с - скорость звука а кварце, ь - толщина кварцевой подложки.

Лазерное излучение поглощалось очень тонким слоем жидкости (в случае поды ~1 мки), находящейся 9 контакте с поверхностью кварца. Минимальная длительность звукового импульса при учете, что поглощенная лазерная -энергия териализуется мгновенно, т^/ас^-Ю.З не и ей соответствует Л^ = 3.10"* см. При I. = 1 см имеем: для «о ¿4-10"'см, Н = 0,06 « 1 (дальняя зона)

для к =5-10"гсм, N = 9 » 1 (ближняя зона), о

Энергия лазерного пичка варьировалась в наших экспериментах и пределах от 0 до 60 мкДж, что при «о= 4.10"3 см соотзатствовало максимальной интенсивности света 24 ГВт/смг.

На рис.5.2а показана осциллограмма, соответствующая регистрации акустического импульса, возбужденного в глицерин» (блияняя волновая зона по звуковому полю). СлучгЯ соответствует экспериментальной схеме рис.5.1а, Здесь следует отметить, что в наших экспериментах механизм генерации звука был всюду термооптическим (термоупругим), но не испарительным, тях как поверхностному вскипанию препятствоиала тверда^ граница раздела жидкости (кварцевая подложка). Для термсоптического механизма при »есткой границе раздела иидкости характерно наличие однополярпого акустического сигнала в Ближней зоне (нет фазы разрежения). Длительность звукового импульса в глицерине (1= 3 не) существенно больше, чем в воде (см. далее техст) в соответствии с формулой (5.1), поскольку в глицерине коэффициент поглощения света на Л =2,94 мкм в несколько раз меньше. Максимальное давление звука, полученное в глицерине {при 4-10"3си), составило 14 кбзр. На рис.5.2а,б видны нелинейные искажения формы звукового импульса (асимметрия), которые возникают при столь высоких амплитудах давления звукового сигнала вследствие того, что вершина импульса распространяется быстрее,чем его начало. На рис.5.2б, на более медленной (10 нс/дел) развертке осциллографа представлена серия акустических импульсов, обусловленная последовательным отражением возбуждаемого импульса от стенок кюветы (отдаленных на расстояние 10 мкм).

Осциллограммы рис.3.2в,г соответствуют регистрации акустического импульса в воде (ближняя волновая зона по звуку). Расположение датчика

Гят&руи

Юяка

Рис.5.1 Схгмд эксперимента по гсиграции звука в кидкостях, (а)-глмц-гриье, (5)— в воде.

Рис.5.2 Осциллограммы акустических импульсов п глицерине (з,б) и а иодч (в,г). Ргззерткг 2 кс/д;я (а,н) и 20 нс/дгл (б,г)

соответствует случаю рис.5.1б. В отличив от предыдущего случая экспериментально мы наблюдаем двухполярный сигнал. Зто противоречие мы объясняем наличием отряженного сигнала в слое пьезедатчика из-за несогласования акустических икпедансоа в случае рис .5.16. Поскольку на границе пьезодатчих-воздух ияпульс давления отражается с изменедаем фазы, возникает сигнал другой полярности.

Экспериментальное значение длительности положительного пыброся сигнала на рис.3,2в, соответствующего акустическому импульсу в воде, составляет 0,75 не, что близко к теоретической оценке.

При максимальной гпгргии лазерного пичка (60 мкД«ч) и радиусе пятна =4-10"3 см амплитудное значение давления звука п воде а гонг его генерации составило 20 кбар[31] (поскольку звук здесь регистрировался п дальней еолнопой зокг, дазлгине в ближней ззке определялось с использованием законов дифракции звука).

Звуковые импульсы, иядуциройзнные лазерным излучением, наблюдались "гекяе в этаноле ч этилгнглнколе[301, однако мы 1!« обнаружили тш качественно ношх явлений. Амплитуд* звукового давления была при тех «е условиях примерно па порядок меньше,чен в коде (¿то связано с

коэффициентом поглощекнз. примерно,во столько яс раз меньшим).

Оценим теоретическое значение давления, которое можно получить а воде при использованной плотности лазерной мощности. Характерная величина давления, позбу;хд5емого а жидхости лазерным излучением - это безразмерный ;:о®ффициент Гвкмгайзеиа Г0г(?с*/с .умногкенньи! ¡к объемную плотность вложенной энергии: , где ,1- коэффициент

объемного расширения, I и т^ -интенсивность и длительность лазерного импульса, и 1- характерная глубина, охваченная возмущенней, в данном случае а"1. Для ьоды при комнатной температуре Го=0,1б. При ^ =24 ГИт/смги т с!С0 пс оценочное значение (з предположении постоянства

св и с )для звукового давления составляет' 50 кбар, что согласуется с экспериментальный (20 к Сар), особенно, если учесть, что при тахих потоках лазерной ыощиости глубина проникновения света в жидкость за с ;ет эффект« просвстления макет увеличиться в 2-3 раза. Здесь следует заметить тайге, что при таких давлениях о воде возникает нелинейная рефракция, а именно увеличите фазовой скорости звука с давлением (см. нняе). Это приводит к аффекту смодефокусировки звука; таким образом ззуковоз пятою на пригм>шке больше, чем рассчитанное по законам дифракции и измеренное давление в зоне облучения оказывается заниженным.

Заукоаыс созыуидомя столь большой амплитуды (20 хбар) уже нельзя рлесиатриготь о ргмках обыкназапкй акустики. Для жидкостей это у«е ударные еогакы.' Ш оспосаиии STGro сделаем некоторые простые оценки для поди.

Из шякричгского уравнения состояния ТУга для больших давлений:

р"р„нр'р0>п-и

(для воды р„»3 • Ю'бар, п»7,5), получаем, что с зоне распространения звука с р»20кбар, вдали от области возбуждения ("холодная зона"), р»1,Зро. Далее, из соотаошмсаи для ударных коли имеем: раВцр0

f/po-0/(D-u) ,

где Ен сколоть распространения ударной волны, и - массовая скорость, определяем: О »2,9- Ю5см/св 2

и=0,б9-10®см/св 0.5 с= Плотность води в "горячей" зоне (там, где поглощается лазерная анергия) за счет ее расширения уменьшится незначительно (меньше 10%) во время действия лазерного импульса, т.к. ит^« 1П0ГЛ

Энерговхлад в единицу объема »оды доходил в наших экспериментах до

8 кДж/сн3, что соответствует анергии 1,5 «В на молекулу. В то же время из таблиц для. уравнения состояния воды при пысоких давлениях, полученных Уолшем и Р&йсом, следует, что при р =20 хбар и р=0,9ро температура в "горячей" зоне -1500 - 2000 С. Примерно тысие же значения температуры получаются при простом делении плотности пложенной энергии на теплоемкость воды.

Итак, в результате воздействия лазерным излучением на воду и другие жидкости п облучаемом объеме гозникаат значительные температуры и давления. В воде при знерговкладе 8 хДж/см3 Т -2000 С и р~ 20 кбар. Так как в нашем случае «нерговклад в жидкость происходит благодаря, возбуждению валентных колебаний молекул, сам факт генерации звуковых импульсов столь короткой длительности говорит о том, что термглизация возбужденных состояний молекул исследуемых жидкостей происходит за время <1 не (что согласуется с результатами предыдущей главы).

Интенсивность звука (плотность потока звуковой энергии) достигала в наших экспериментах ^^-рОи*«!, 85- 10е Вт/смг-185 МВт/см3 при КПД преобразования свет- звук по энергии 5,8%.

Короткие мощные импульсы давления, возбуждаемые п жидкостях с помощью лазера, можно рассматривать как новый инструмент для воздействия на вещество и изучения его свойств: неяинейноакустических, спектроскопических, упругих и других.

VI. ИИДУДИТОЗАВШАЯ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ ЭМИССИЯ ЭЛЕКТРОНОВ С ПОЭЕРЗШОСГИ ЗОЛОТА ПОД ДЕЙСТВИЕМ ПИКОСЖУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ С А«3 мкм

Изучение нелинейного фотоэффекта с поверхности твердого тела под действием лазерного излучения является продуктивной экспериментальной методикой для исследования общих законов взаимодействия интенсивного света с электронами. В зависимости от условий эксперимента, хак это следует из квшггосоя электродинамику), можно различить два предельных случая: многофотошшй фстогфф-гкт (сравнительно малые электрические поля спетсьой волны, когда модно пользоваться квантовсмеханической теорией возиущеиий) и оптическое туннелирование (большие величины электрических полей, малые частоты - когда теория возмущений неприменим*}.

По аналогии с теорией м.чегофотонной ионизации газов, мокно ввести безразмерный параметр Келдыша 133), характеризующий разные предельные случги: 2шМ)х/3?«Е , Где V- работ* выхода, ■ и е - соответственно часса и заряд »лектрона, а » и Е- частота и амплитуд&а поля световой волш). Случай, у»! соответствует чисто многофотонному механизму сс степенью шюгофотатюсти п0»(и/ь«+и, в то время как »«1 соответствует оптическому тунвелироваяиго: элеастрок может покинуть потенциальную яму за счет эффекта туинелмрования при такой полярности поля свеювой волны, когда оно уменьшает потенциальный барьер. Частота поля при атом должна быть не очень большой, чтобы вероятность туннелирования была заметной.

Большое количество экспериментальных работ было посвящено исследовано» ыногофото.чного фотоэффекта с использованием излучений видимого диапазона спектра (рубинового лазера) и ближнего ИК. диапазона

(кеодимового лазера), работающих в режиме напо- и пикосекундных импульсов 13-1!; а в последние годы была исследована возможность оптического туннелировання электронов из металлов с использов>нием наносехундиого лазера на С0а (35).

Эрбиезые лазеры 3 мкм диапазона, работавшие в режиме УКИ, позволили впервые исслгдсзать случаи взаимодействия интенсивного света с поверхностью металлов, которые соответствуют промежуточному случаю между ыногофотокным и туннельным эффектами.

Благодаря большим лазерным интенсир.ностя.м, необходимым для наблюдения фотс»ыиссии электронов, чисто электродинамические процесса взаимодействия <5ютоноа и электронов, как правило, сопровождаются возникающей из-за негрева поверхности ричзрдсоновской эмиссией или же так называемой многоквеитовоЯ фотоэмиссией, стимулированной нагревом поверхности 136,37]. При этом зф<5>ективная работа выхода понижается за счет "размазывания" электронов по шкале энергий и наблюдается фототек с порядками нелинейности, меньшими, чем nQ. В случае пико- и субпикосекувдиых лазерных импульсов подъем температуры может быть очень большим за счет отрыв» электронной температуры от решеточной (т.к. электронная теплоемкость мала).

Все это говорит о том, что негрев поверхности излучением должен контролироваться или же, по возможности, сведен к минимуму при изучении чисто квантово-электродинамических аффектов.

В качестве объекта исследования была выбрана поверхность поликристаллического золота. Для расчета возможного нагреза поверхности при воздействии 3 мхм излучением необходомо было знать п и х - действительную и мнимую часть комплексного показателя преломления Аи /с '» n-ics, а такде их температурную зависимость. Ко поскольку разброс спре.вочкмх данных для пик был достаточно велик, они были

HSMtpiiiy нгпэсредствешю на длина волии Er-лазера - по

зазисммсатг« коэффициента отраиекия от угла падения для е- и р^поляризацмя. Было дайщева, что вблизи Х»3мкм п»1,37 и к»<20, что соответствует поглощению 1,37% при нормальном падении к дьет угол Бяяютарг ¿^»СТ0 (при. ггсм утл® дагтипется максимум поглощения для р-полярнэеции). Зависимости ©траления от лазерной интенсивности пехзгшли, что. шшь до точки плаалгния (1335 К) пик не зависят от TTI3S3S1. Каригтерная величина скин слоя ка Ха 3 мкм в золоте составляет 10"*ем. Тышопртводаая длима для гв50' -,0с - «О^см. ,

Полирования пяйстиаиа Au, слукащая катодоы, была помещена в отвжякиую вакуумную кшигру 1Э5,33! с давлением 10_eTopp и содержащую входим® квврирвм® окна. Другая такая те пластинке была помещена на passrcjetws I см от трвМ и служила анодоы (рис.б.1). Мзжду пластинами подавалось £&&окоэ щярякеиив ~!0 кВ, чтобы устранить влияние объемного мредк фототек регистрировался с помощь» осциллограф®.

Одиночные _ЧЛШ излучзняя En YAG -лазера (2,94 мкы) с »нергией 0,3 иДх и длительностью КМ) пс направлялись под скользящими углами (еа89°) иа noaepsstocTb Аа-шистюжи ¡32,395. Луч лазера с начальным диаметром 1мм фожусирйшяе» ни оавервность с помощью CaFa~ линзы с Г«52км. Лазерная интвнгмшость варьировалась в машем эксперименте с помощью фильтров в диапазоне ГВт/сма. Поляризация падающего свете

лекале в плоскости падшая (р- поляризация), т-о при е»89° вектор поля Е был практически перпендикулярен поверхности золота - тем самым выполнялись условия, необходимые для кеблидения поверхностного фотоаффекта. Щреыотр Келдыше ¡г«и(2иЯ)1/а/еЕ находился таким образом в пределах 25 < »< 12 в нашем эксперименте (меньшее ц соответствует ' большим интенсивностяи), причем для величины амплитуды поля Е световой волны около поверлнюсти Au мы взяли удвоенное значение, которое

. Л =2,94 мкм I 0 -80-89 0

Е^ =0.5 мДж I, =0-120 ГВт/см

Ркс.6.1 Схема эксперимента по нелинейной »миссии электроноп с поверхности золота.

3

101

1©

^, ПЗт/ем*

10 100

, ПВт/см1

Рис.б.2 Ток фотоэмиссии 3 как функция лазерной интенсивнисти I, (Х«2,94 мкм) вблизи: (а!- 5 ГВт/смг, (5)- 60 ГВт/смг. "

следует из гри»«>ш.ык условия при почти полном отражении света.

За счет вкбора большого угла падения температурные эффекты были сведены к имнииуку, т.к. so-пгрвих пятно на поверхности было сильно воткнуто, и, ac-iiTopux при ô>®3 для р- поляризации поглощение резко падает ïspi-j прийлидаяим к в»50°. Наш расчет показал, что вплоть до интенсивности ¿L»S0 ГБт/см2 рост температуры составлял ДТ зЗОО К, что прснебрспима. i'.uïa с точки зрения влияния на фототек.

Кг5людас?^и;Я фототох носят, явно нелинейный характер. На рис.6.2 приведены кбрактерг:ь£3 зависимости фотстока от лазерной интенсив кости п i.BoftsiOM логайяфикч-гскок ьысштгбг. В диапазоне иптгпсиансстсй 5 ГВт/сма, где Ийриотр возмущетия у »1 (рис.б.2а), наилучшим образом г1ровзд«нкхи таж иа графике соответствует наклону n=li,5tl. Это Слизко д величин» no»[W^io+l)»12, которая определяет поргадок ыногофстэтюсти .при • чисто ммогоккштовоы процессе где J-

.-¿oTCTOi; (5шли использованы значения V »В н „ «0.42 эВ).

. Au Zrl УДС

При ¡L> 1Э ГВт/cu* происходит монотонное снижение поядка

>:слиией:юстм фютотока при увеличении иотенсишюсти. Так, на рис.6.25 похйзвла загизлиость фототек® в районе интснсиьнсстей 60 Г3т/смг, что соответствует параметру »®Э,3. Наклон зависимости рис.6.26 еоответстоует tt«6il < n^-lî. '¡'»ко»; поведение при больших иктенсизисстЕХ ш ееизааеем с тем, что s области, соответствующей параметру у иг кеспраседлиса теория возмущгний и происходит переход к оятичкекому туннелироваиию.

При изменении поляризации падающего луча (s- поляризация) фототек ие наблюдался вплоть до ISO ГВт/см2.

При дальнейшем увеличении лазерной интенсивности: 80 ГВт/см2 порядок нелинейности снова возрастал и достигал п=23 при I » ПО ГВт/смг. 'Этот диапазон интенсивностей с трудом поддается

теоретическому анализу, т.к. основу» роль начинает играть нагрев поверхности: условия эксперимента были близки к плазмообразоканию, когда рост температуры носит лавинный характер и очень чувствителен к малейшим изменениям интенсивности. Доминирующий механизмом в этих условиях был, видимо, стимулированный нагревом фотоэффект и ричардсоновская эмиссия.

Таким образом, мы наблюдали фотоэффект с поверхности золота в диапазоне интенсизностеЯ 5-120 ГВт/сма, который з области меньших интенсивностей носил характер многофотонного фотоэффекта >-1" с пипо»12, а при^1> 10 ГВт/см2 были обнаружены признаки перехода к ' оптическому туннелированию: п<п .

т. пикосштвдшш сгоктюскопия межзошюго

ПОГЛОЕраШИШ 1гАв (ЗС© К) ВБЛИЗИ И ВЫШЕ КРАЙ ЗАПРЕЩШИОИ ЗОНЫ МКМ)

1пАв является прямозонным полупроводником с величиной запрещенной зоны при комнатной температуре 0.35 эВ (2825 см"1), что соответствует длине волны 2.34 иаы. Величина кванта излучения арбиевых лазеров на 20-30?» превышает ширину зоны и поэтому на этих длинах волн наблюдается сильное поглощение-10* см"1, соответствующее разрешенному в дипольном приближении переходу. Однако малая масса электрона в зоне проводимости (0.022 ©пргдзлкгт матую плотность состояний в этой зоне и возможность сдвига края поглощения в синю» область зд счет заполнения зоны проводимости нераиювескыми носителями (динамический эффект ЕурштгЯ!!б-М£>сса)!б1. Простейшие оценки показали, что объемной плотности неравновесных носителей ~1017-1018 см"3 достаточно для сдвига края поглощения ка 1000 см"'. Поэтому 1пАв привлек наше внтШте как потенциальный просветляющийся фильтр для управления добротностью £репе во го лазера.

• Исследоаакия динамики просЕетлеиия 1пАб проводились при комнатной температуре методом возбуядахдцгго и пробного импульса с переменной временной задеракой. Монокристаллический слой 1пАз был выращен с помощью молекулярно-лучевей эпитаксии[40| на подложке из СаА5, прозрачной в средшм ИК диапазоне.

Эксперименты со 100 пс импульсами 1г:УкС -лазера(40! (частоты созбукдаощсго и пробного импульсов соответствовали Л»2.94 мкм) показали, что насыщение поглощения происходит при потоке энергии всего ~10 мкДя/сыг при толщине слоя 1пАа 3,3 мкм. Это находится в прекрасном согласии с моделью заполнения зоны неравновесными носителями. Время восстановления поглощательноЯ способности оказалось равным в данном

случае ~200 пс.

Гораздо более информативными оказались эксперименты, в которых была возможность нег ависимо перестраивать частоту возбуждающего и пробного импульса. Эта серия экспериментов была проведена, в Университете г.Бвйройта, Германия. ПикосекундныЯ спектрометр состоял из лазера на Nd: YAG, выходкой импульс которого, с длительностью 20 пс, усиливался, разделялся т два канала и накачкзал два независимых супер люминесцентных параметрических генератора света на основе LiNbO^. Область частотной перестройки возбуждающего и пробного канала составляли 2700-350Э см"1 (2,6-5,7 мкм). ширина спектра 10-20 см"1,, длительность импульсов ~]2 пс, частота позторения 40-50 Гц1А1).

Чтобы избежать интерференционных эффектов и потерь на отражение, образец InAs был помещен приблизительно под углом Брюстера (73.5°). Возбуждающий импульс с энергией 20-40 мкДж фокусировался с помощь» 50 см линзы так, что площадь пятна па образце была 10 мма; пробный импульс имел энергии па 3 порядка меньше и фокусировался а пятно 0.25 мм2. Угол между возбуждающим и пробным лучами был 13.5° и их поляризации были параллельны.

В результате поглощения фотонов накачки с энергией hi>, превышающей величину энергетическое щели Е , происходит заполнение зоны проводимости электронами и оалеитпой зоны дырками (рис.7.1). Изменение коэффициента поглощения при этом описылается формулой:

««« (1-f -f ) (7.1) ,

О е h

где а и а — начальное и конечное поглощение, а f и f - вероятности о в h 1

заполнения состояния электронами я зоне проводимости я дырками в валентной зоне, между которыми происходит переход с поглощением фотона. За счет 18-кратной разницы эффективных масс электронов и дырок и, соответственно, 77-кратного отличия плотности состояной на

энергетической шкале, г0 » Г и сдвиг края поглощения в сини» область происходит о основном зя счепг электронов. При этом характерное время восстановление яоглогцзтелыюй способности полупроводник« по порядку волиедны разно вреымм жизни кзравновгеных носителей.

Еслигзфмгетирозать зггдеркку между возбуяед&хнцим и пробным импульсо» и частоту (бнгргкй фотона) возбуждавшего импульса, и сканировать частоту про5;*ого »скнульсг, то моаыо получить динамический спектр поглощения полупроводник в ляоой момент времени относительно цэзйувдзкия. Ш р:х.7.2 похазгм линейный спектр, а так;;г динамический спгхтр, сшгшй при такой згдервьке ыееду возбуждающим и пробным иипудьсом, когда *<2>фгкт воздействия максимальный; в данном случае это I «20 ри и составляет величину, несколько большую длительности везбуждиггцего импульса. Видно, что а результате заполнения валентной зоны аликтроиами. произошел ззызтиый сдвиг (па -700 см"1) и сиивв область. Зкотеримгитаяьнка точки на рис.7.2 находится в очень хорошем соотиетстоии (отличш < 2%) с теоретической кривой 2, которая получается из нргдполэяезкхя фермнсвсхого распределения при 300 К <№раяи9асс1шх алектротаи в зоне проводимости. Единственным подгоночны!., парздытром калквтея концептрьц.гз кссителсс) пч^ч» (и дишем случав п» 5,3' ¡0'7см~'). ¡-¡д кривой 2 видна Тйкиг область с отрицательным поглощением (уС1и;;:ж;.:), возникающая за счет инзерсии иаселснностсй вЗлкзи цг8пг|>а мш Ериллааш.

Врсмгнную динамику прссветлгнмя мы исследовали путем изменения сремекгюй задержки меаду импульсами при неизменной частоте ьоззухдающгго и пробного мм.чульса (как правило их частоты били рваны друг другу). На риа.7.3 представлены временный кривые дл» разных толщин1пАв. Следует отметить, что время восстановления поглещатсльной способности ¡пАв не является постоянно;! величиной и зависит от степен

¡пАэ ЗООК

Рис.7.1 Зонная структур;» 1пл5.

... . ..(..

п

£ §

I

I

±Л-

2

л'

( 1

.....и

•1 I

......I

' I........

1

3000 3100

Угедиепсу [ст-и

заоо

Рис.7.2 Спектр поглощении (-1пТ) оСразца 1пАа (г»=з, 3 мкм): ОУ МР возбуждения Отип.спектр); кружки - ?,С пс после возвуядак»»» и*. Ири)^ЗС00см , (2)- теория;

Й4 Ш Ш~адо~1дм Шае [ре]

Рие.7.3 Изменение провусеоиия кис функция задержки между возбуждающим »1 пробный икпульсом на >»3600 см' .

(»-й «3.3 мхи; (2Ь 0.6 мхм; (ЗЬ 0.18 мкм; (4>- 0.09

нкм.

ЗООО 3300

ШВДЦШСЯГ Сст-15

Рис.7.4 Спектральные "дыры" в континууме поглощения 1пАв при разных частотах наздчки. Получены путем вычитания динамического спектра поглощения при 1о«0 из равновесного (а смысле установления теишературко го равновесия) спектра, который устанавливается сразу после прекращения действия импульса нахачки, и нормирования на линейное поглощение. Стрелками показано положение частоты возбуждения. Вверх на оси у соотв. увеличению пропускания.

возбуждения, меняясь для "толстых" (3,3 мкм) слоев InAs от 300 пс до Ю не в наших экспериментах. Как удалось выяснить, доминирующим механизмом рекомбинации носителей для образиов с толщиний > 0.5 мкм является О*е-рекомбин9ция с коэффициентом Ояе Лл^-1,Ы0"26смас~1 142,43]. Эффект состоит в том, что электрон и дырка рекомбинируют и передают энергию аннигиляции третьей частице, электрону или дырке. При этом выполняются законы сохранения энергии и импульса. Время жизни носителей т и связанное с ним время релаксации просветления, таким образом, зависит от п как т» (А -п2)"'.

Аид

При малых толщинах слоя InAs на Спав (<0.5 мкм) доминирует' поверхностная рекомбинация на интерфейсе InAs/GaAs: время релаксации мало зависит от степени возбуждения, уменьшается с толщиной эпитаксиального слоя InAs и достигает 35 пс 142] при толщине 0.09 мкм (рис.7.Э, кризая 4).

При бомбардировке образиов протонами, высокой энергии (Í5-200 кэВ) с дозами Ю12-Ю,э прот/см3 наблюдалось также уменьшение времени жизни носителей, связанное с генерацией объемных дефехтов. Этот эффект был особенно заметен для толстых образцов, где скорость рекомбинации увеличивалась в 2-3 раза ¡441. Аналогичный эффект получался при кратковременной механической полировке образцов со стороны InAs.

Особенный интерес представляло снятие динамического спектра поглощения InAs при нулевых задержках (tDe0) между возбуждающим и пробным импульсами. При t > 15 пс, т.е. после окончания действия возбуждающего импульса, распределение неравновесных электронов в зоне проводимости f(e), восстановленное по динамическому спехтру поглощения с помощью формулы (7.1), практически (в пределах 2%) не отличается от фермиевского при 309 К, Однако вблизи нулевых задержек, когда ин тенсивность возбуждения максимальная, было обнаружено распределение

носителей, заметно отличающееся от ферыиевского[43,451 - наряду с изменением спектра поглощения вследствие заполнения зоны проводимости, наблюдалось выаигаиие спектральной "дыры" в районе частоты возбудения. Спектральная дыра связана с надфермисвским распределением носителей, возникшим в результате интенсивного (Ю7 Вт/см2) возбуждения носителей На рис,7.4 показана форма спектральной дыры, нормированная на начальное поглощение, и имевшая физический смысл избыточной по сравнение с, разновесной (300 К) суммарной вероятности заполнения . состояния Г ♦/ , мвххду которыми происходит переход при воздействии

# и

кзакт» накачки. Глубина дыры отслеживает мгновенную интенсивность накачки. Ее ширина - 300 см*1 (узкий пик когерентного рассеяния, совпадающий по частоте с возбуждающим импульсом и имеющий ширину -20 см"', не несет В' данном случае никакой информации о происходящих процесю).

*

Несмотря на на то, что длительность импульсов в нашем случае (12 пс) была много больше, чем типичное время, требуемое для установления температурного равновесия среди.носителей, лежащее в фемтосекундном диапазоне длительностей, неравновесное (надфермиевское) распределение . возникало м счет динамического равновесия между интенсивным возбуждением в данное квантовое состояние и быстрым процессом рассеяния (внутри зоны) из »того состояния, т.е выжженные дыры были квазистационаркыми. Иэ анализа ширины и глубины спектральных дыр были найдены!С] времена термалиэации и дефазироьки носителей в 1пАв: 1^-44420 фс и Та«32±15 фс соответственно, что по порядку величины согласуется с аналогичными данными, полученными в фемтосекундных экспериментах в видимой и ближней ИК области для СаЛа и Л1СаЛ.а.

Таким образом, два механизма отвечают за насыщение поглощения в 1пЛ»: сравнительно медленный (-100 пс), связанный с заполнением зоны

проводимости и быстрый (-50 фс), связанный с генерацией горячих носителей. По нашим оценкам второй механизм будет преобладать при световых длительностях <10 пс.

/

VIII. ПАССИВНАЯ МОДУЛЯЦИЯ ДОБРОТНОСТИ И

~ СИНХРОНИЗАЦИЯ МОД ЕпУЯЯ-ЛАЗЕРА (Х«2.79 МКМ)

С ПОМОЩЬЮ ЭПИТАКСНАЛЬНЫХ СЛОЕВ 1пА» До недавнего времени основными способами управления добротностью 3 мкм Ег- лазеров были метод вращавшейся призмы и электрооптический метод. В качестве пассивного затвора на А-2.94 мкм могут быть использованы гидроксилсодерящие жидкости, например вода[2б), но в силу своей избирательности (совпадение максимума поглощения валентного колебания и лазерной длины волны) этот метод не является универсальным, т.к. на А«2.79 мкм такой затвор уже не работает. Подходящий просветляющийся фильтр позволил бы с одной стороны создать простой лазер с пассивной модуляцией добротности для, скажем, медицинских применений и, с другой стороны, если его время релаксации окажется достаточно малым, - для получения предельно" коротких импульсов при пассивной синхронизации мод.

Сверхтонкие пленки 1пАэ, выращенные с помощью молекулярно-лучевой эпитаксии на подложке представились нам весьма подходящими для этой цели. В силу малости коэффициента усиления Ег- лазеров, требуются затворы с начальным поглощением -10%, поэтому были выбраны характерные толщины эпитаксигльных слоев 1пАэ ~0,! мкм (461. Для таких толщин 1пАз (гл.УП) характерными являются плотности энергии насыщения поглощения, за счет эффекта Бурштейна-Мосса, -10 мкДж/смг и времена восстановления поглощательной способности, лежащие в пределах 35-150 пс.

Активным элементом лазера в наших экспериментах [47,48]служил кристалл Ег3*: Уам (Х=2,94 мкм) в виде плоскопараллельного стержня и5х70 мм (плоско-параллельная геометрия) или в виде стержня с брюстеровсхими торцами 05x73.5 мм (брюстеровская геометрия). Типичная

^ А£. М,

а

Рис.8.1 Геометрия лазерного резонатора, (а)- для гедартции гигантского импульса; (б)- для пассивной си.'кропиза;ии мод. АО- гктивнкЯ .«леиент, 3- Образ«!! ¡пАь/Ог.Аг.

100пз 50пз

рис.8.2 Выходное излучение лазера с лзесиякыы затпсро.и. <а)~ гигантск>«> импульс; (б)- цуг ультракоротких импульсов

2В рь-

и

ЗУ рч

Ь-

3

•/ 6 рз

Рис.8.3 Четыре импульса от последовательных вспышек, зарегистрированные с помощью ЭОК на частоте 4о.

анергия накачки ¡09 Дж. частота псаторгния 1-2 Гц. Резонатор яязерп бил е5р!30Ешл (рис.8.1) двумя зеркалами с м ¡1 ^оо^фицнгктамн отраиения 70 и ¡00 "о. Пассивным затпорои слупили образцы InAs/GaAs с толщиной InAs 0,2-0,4 мкм и начальным поглсикггпгги 10-20%. ОэАв подложка с ориентацией 001 и толтциньЯ 0,25 мм била высокого оптического качества и имела параллсльмссть псг.еряйсстеп < 0,05°. Образец InAs/SaAs помещался янутри резоияторя под углом падения 73-77°, близки« к углу Вристера, - дли уменьшения потерь на отражение, а также для избежания оптического рагрушеш«! образца путем увеличения размера пятна на его поверкиестн. Для регистрации мйлучеиия использовались скоростные (Ge, IrAs или пиро-) пр»гзм!Г4яи излучения с разрешением -1 не з сочетании с 1 ГГц oc¡ |i илографом.

Для получения гладких гигантских импульсоз с пассигт!«« затвором ны использовали плоско-пчрдллельцу» геометрия (рис.8. !я): метизный элемент и«ел |гспросс<гтлен!:ые терца, емсетирсмимие параллельно зеркал.??.». При длине резонатора t. »60 см и толадиие слоя InAn

ГвЯ

мкм были получены гигантские импульсы с выходной аигргигЯ 3 мДи и длительность*) 150-200 пс. При увеличении энергии кгхачхи возникал пторичный гигантский импульс, отдаленный от перадго на -50 мке и т.д. -что является типичней ситуацией для пассивной модуляции добротности. Импулсы были гладхими, тх. ns ичели структуры из не шкале времен. Это обстоятельство ма объясняем тем, что за счет большого числа параллельных отражавших поверхностей происходит еилыкя селекция мол, ведущая к сужению спектра излучения. При более короткой L >36 см п оптически более плотном затворе: <J '0,4 мкм был1*

res 1пЛа

получены гигантские иупульсы с большей выходной энергией5-6 мД.1® (кода ТПМ 1 и более короткой длительность» 30-35 не (рис.8.2а).

В с-учле ляссчнней синхронизации мод пыла использована

брюстероаская геометрия (рис.8. !б), чтобы полностью исключить эталонные эффекты. Длина резонатора ¡481 равнялась Ь^.бО см, пластинка 1пАаЛ;зАз была удалена на 10-15 см от глухого зеркала и толщина ГпДз составляла сЗ -Ю,18 мкм. На рис.8.2б показан цуг ультракоротких импульсов на выходе лазера с огибающей 115-150 не энергией 7-8 мДж (ТЕМ_ _), что состазляет примерно 0.25 мДж на пичок. Вероятность появления одиночного пичка на аксиальном интервале была 90-95%. Синхронизация мод происходила в данном случае одновременно с модуляцией добротности, т.к. длительность огибающей соответствует длительности гигантского импульса. Однако при брюстеровской геометрии, при той же самой оптической плотности пассивного затвора, что и при плоско—параллельной - выходная энергия была примерно вдвое больше. Это объясняется большим объемом моды внутри активного элемента с брюстеровскими торцами, при прочих равных условиях.

Как и в гл.11, для измерения длительностей УКИ мы использовали генерация четвертой гармоники излучения с Л=2,79 мкм, после чего излучение гармоники анализировалось с помощью скоростной электронно-оптической камеры. На рис.8.3 представлены импульсы четырех последовательных вспышек лазера, зарегистриропанные с помощью ЗОК, откуда видно, что длительность 4о составляет 30-50 пс, при этом за счет нелинейности процесса генерации 4и может происходить сокращение длительности, т.е. в действительности импульсы на основной частоте несхолько длиннее. Иногда наряду с основным импульсом на пихосекундной шкале видны сателлиты, удаленные от первого на несколько десятков пс, что говорит о том, что УКИ не спектрально-ограничены.

В дальнейшем длительность УКИ может быть уменьшена, т.к. длителх>ность, соответствующая обратной ширине линии люминесценции н Ег:УЗСО -лазере (12 см"1) составляет всего 1,5 пс, -за счет уменьшения

времени релаксации просветляющихся затворов путем ускорения рекомбинации носителей. Это может быть достигнуто при увеличении роли интерфейса для рекомбинации - технология позволяет вырастить сэндвич из тонких слоев 1плз, перемежающихся слоями СаАх, тех, чтобы суммарная оптическая толщина 1пАз соответствовала бы требуемой.

Итак, с помощью пассивных затворов на основе 1пАа были получены импульсы Ег- лазера, предельно коротких на данный момент длительностей: гигантские (с т«35 не) м ультракороткие (с т«50 пс) при достаточно простоя схеме лазерного резонатора.

IX. РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. На основе зрбий -содержащих кристаллов (Ег3*: YAC, А«2,94 мхм и Ers*:YSGG, \*2.79 мкм) созданы лазеры с активной и пассивной синхронизацией мод, генерирующие импульсы с длительностью Í0-1Q0 пс, пиковой мощностью до 40 МВт и с частотой повторения !-2 5М.

2. На основе нелинейных кристаллов ZnGeP^ и GaSe накачиваемых ультракороткими импульсами Ег -лазера были созданы безрезоваторные параметрические генераторы ИК излу чения с плавной перестройкой от 4 до 18 мкм при квантовой эффективности преобразования до 17,5% и пиковой мощности до 3 МВт.

3. Обнаружен эффект просветления (уменьшения поглощения) воды и друг их гидрохсилсодерхащих жидкостей под действием интенсивных пико- и наносекундных световых импульсов с ХаЗ мкм. Установлен механизм просветления, включающий насыщение колебательного перехода с временем релаксации колебательного возбуждения ~10~'2с и тепловой эффект с характерным временем релаксации ~10 5с, соответствующим, времени остывания слоя х<ид кости с толщиной -1 мкм.

4. С помощью ультракоротких импульсов Ег -лазера получены мощные звукозые импульсы субнаносекундний длительности в соде с амплитудой 20 кбар и интенсивностью ~200 МВт/см2. Прямое измерение давления е зоне облучений дало информацию о термодинамическом состоянии воды, важном для понимания механизма оптического просветления.

5. При облучении поверхности золота ультракороткими импульсами трехмикронного диапазона был обнаружен и исследован нелинейный фотоэффект. Показано, что при Il<10 ГВт/см2 эмиссия электронов возникает в результате 12-квантового фотоэффекта, а случай I >10

ГВт/ек* соответствует переходной области наяду к.чогокглнтоним фотоэффектом и оптические туикелирсвакиг*!.

6. Экспериментально показано, что узкозонкмП полупроводник ТпАв при комнатной температуре может быть использован как "быстрый" • просветляющийся затвор для лазеров трешикронного дмшазок*. Определены фундаментальные механизмы, ответствен;:)-!! за рекомбинацию неравновесных носителей, и частности, Оде-эффеят. Обнаружено неравновесное распределение электронов в начальные моменты оптического возбуждения.

Основными результатами проведенных исследования ыояю считать обнаружение ряда новых физических эффектов, таких, «гс нелинейное спектроскопические свойства воды в области валентной полосы поглощения, генерация мощного субнаносекукдкого згука в воде, обнаружение нелинейного фотоэффекта с поверхности золота в переходной области между мкогохвантовым эффектом и оптическим тугг;;ели~.овгиием и . быстродействующий эффект просветления в 1пАв. Несомненную прютическую ценность представляет создание впервые источнике! УКИ ко основе твердотельных лазеров 3 к:км диапазона кех с актмзной, так и с пассивной синхронизацией моя, а также получение гксохоэффективиой параметрической генерации в кристаллах и СгБ-5.

В заключение я хотел бы выразить свою огромную благсдаонссть Льву Александровичу Кулевскому, по инициативе которого была начата большая часть из проделанных работ.

ЛИТЕРАТУРА

(Звездочкой * отмечены р&5оты с учзстмгм елтсри, вошедшие в доклад

1. Е.В.&ариков, В.Юлекоз, Л.А.Кулевский, Т .{»Шурина, В.В.Осико,

A.МПрохорсз, В.В.Смирнов, Б.П.Стариг.ов, М.И.Тимошгчкии Мидуцнроюнное излучение ионов Er3* в кристаллах иттрий-эрбий-алюминиевого граната на длине волны 2,94 мхм. -Квант, электрон.,1974, т.1, 8, C.1S67-1869.

2. Е.ЗЛарикон, Н.Н.Ильич5в, СП.Калитин, В.ВЛаптея, А.А.Малютин,

B.В.Оеихо, ГШ.Шшинии, А.МПрохоров, З.С.Саидоь. И.А.Смирноп, А.Ф.Умысков, И.А.Щсрбакоз. Спектральные, люминесцентные и генерационные свойства кристалла иттрий-скандий-глллиеяиго гранат с хромом и эрбием. -Кяант. электрон., 1986, т.13, с.973-979.

3. В.МЗолотарев, В.Н.Морозов, Е.В.Смирнов. Оптические постоянны; природных и технических сред. Л.гХимия, 1984.

4. Y.Mimura and Т. Nakal. In: Fluoride Glass Fiber Optics, ed. by I.D. Agsarwai and G.Lu, Acad. Press, Boston-San Diego, 199!, p.235-274.

G.Maz^. Applications and prospects of fluoride glasses. Ire. Fluoride Glasses, Wiley, )!Y. 1989, p.201-212.

5. Д.Н.Никогосян.Кристаллыдля нелинейной оптики (справочный обзор). Квант, электрон.,1977, т.4, 1, с.5-26.

V.G. Etoitriev, G.G.Gurzadyan, D.N.Kikogosyan. Handbook of Nonlinear Optical Crystals. Sprlnger-Verlag, Beriin-Heidelberg, 1991, c. 85-91.

6. J.F.Rol n tjes, J.C. McGroddy and A.E.Blakeslee. Saturation and recovery of direct interband absorption in semiconductors. J. Appl. Phys. vol. 46. 879-882 (1974)

7. К.Л.Водопьянов, Л.А.Кулевский, А.А.Малютип, П.П.Пашинин, А.М.Прохоров. Активная синхронизация мод в лазере на кристалле иттрий-эрбий -алюминиевого граната (Л =2,94 мкм). - Квантовая электроника, 1982, т.9, 5, с.853-858.

в' КЛ.Водопьянов, Л.А.Кулевский, А.А.Малютин. Свойства модуляторов добротности с частичными поляризаторами. - Квантовая электроника, 1982, т.9. И, с.2280-2288. 9* К.Л.Водопьянов. Активная синхронизация мод в твердотельных

импульсных лазерах инфракрасного дкиызога. Д15СС. канд. физ.-шгг. наук. М.: «ШАИ, 1982. -131 с.

10. Л.И.Андреев!, КЛ.Водопьянов, С.АЛ<айямо8, Ш.М.Халииип, М.В.Каргсеа, Л.А.Куленский, A.iSJIyítsuiSB. ЕЬ-ясосехуидныЯ лзгер на грзнатс с эрбием {\ =2,94 мкм) с а-хтивноя сгигарсимзацкея аод. -Квантовая элехтронихя, 1936, т.13, 3, сЛ9%-50Э.

11. К.Л.Водопьжноо, В.И.Йеков, Л-А.КулеЕСХиЯ, В.А-Лсба'иа, ТЖМурика, А.М.Прохоров. Генерация гигантские и уяьтракоротк:та игшуяьсоз а лазере га кристалле иттрий-эрбиЯ-алорлютсоого гр?.;ита (?,=2.94 wkm). - В сб.: Труды ИОФАН, под ред.А-МДрокорзаа, т. 19. ¡Л-.Мзукг, 1989, С.69-Ш.

12? К.Л.Водопьянов, _Л.А.Кулгвский, ШПиПЬшгогим, АЖУмиекоз, И.АЛЦербахоз. Спектрал ьно—о границе: и 1кэ пихссзяулдиьза икпульси в лазере на ИСГГХг3*, Ег3' (к=2,79 мхи) с ктивяия сиггарокизацией мод. - Препринт ИОФАН fio 292. Мосхез, 19S6, сЛ-3.

13* К.Л.Водсньяков, Л.А.Кулевския, ИШЛЬшиним, А.Ф.Умысков, И.А.Щербакоз. Спектрально—ограниченные пизеомхувдкые импульсы лазера на ИСТТ:Сгэ*:Ег3,и«2.79 мкм) с вктивмод сии!»о:в13еци£Я мод. -Квантовая электроника, 1987, т. 14, 3, c.Í21SM224.

14* K.L.Vodopyanov. L.A.Kulsvskll, V.G. VosvtKjln, А .1. Gr Ibsnyukov, K.R.Allakhverdlov and T.A.Kerlirav. High efficiency middle lit parara®trie superredlsnce In ZnGePz end GaSa cryaials рвфве! by an егЫия laser. Opt.Coaaiun. vol, S3, no.5-&, 322-326 (1991).

is! КЛ.Водопьянов, К.С.Воробьев, Л.А.Кулевския, А-М-Пролороз, М.Я.Щелеи. Электронно-оптическая региетрщия пикоггкундкмя импульсов эрбиевого лазера (А=2,94 мкм) с кстивзюЯ синхронизацией мод. - Квантовая электроника. 1983, т.10, 3, с.471-472.

16. КЛ.Водопьянов. Н.С.Всробьев, Л.А.Кулевския, А-МЛрэлороз, М.Я.Щелев. Элехтрошю-оптическая регистрация ликссгкуодимх импульсов эрбиевого лазера (А =2,94 мкм) с активное синхрекимцией мод. - В сб.: Труды ФИАН, под ред.А.МЛрояорова, таи 155, М.,Наука, 1935, с.208-211.

17? КЛ.Водопьянов, В.Г.Воеводин, А.И.Грибенюксв, Л.А.Кулевекий. Пикосекундная параметрическая суперлюнинесцекцйя о кристялле ZnGeP2. - Известия АН СССР.сер.физ., 1985, т.49, 3, ¿¿Ф-5П.

18* КЛ.Водопьянов, З.Г'.Воеводим, А.ИГрибенкжов, Л.А.КулевскиЯ.

Высокоэффективная пихосекундная параметрическая супер люминесценция в кристалле ZnGePa в диапазоне 5-6,3 мкм. - Квант, электр.,!987,

т. 14, 9, с, 1815—1819.

14. К. L. Vodopyanov, L. Л.Kulevskll, Л- I.Gribenyuicov and K.R. Allakhver-dlov. High efficiency middle IR parametric «uperradlance In ZnGePa and GaSo crystals puiipsd by an erbium laser. Journel de Physique IV, Colloque C7, euppHiaant au Joum.de Phye.III, vol.1, 391-394 (1991).

20? К.Л.Водопьянов, Л.А.Кулевский, А.А.Мазнев. Эффект просветления воды для интенсивного излучения с ЛаЗ мхм и управление параметрами эрбиевого лазера. - В сб.: Труды ИОФАН, под рзд А.М.Прохорова,т,28, М.,Наука, 1991, с.32-101.

21. КЛ.Водопьянов, Эффект просветления воды для интенсивного света в максимуме поглощения (АиЗ мкм). -ЖЭТФ, 1990, т.91, 1, с.205-218.

22. К.Л.Водопьянов. Эффект просветления воды для интенсивного света в максимуме полосы поглощения (АаЗ мкм). -В сб.: Физика многочастичных систем, под ред А.С.Дапыдова, вып.19, Киев, Наукова думка, 1991, с.9-21.

23. К.Л.Водопьянов, М.Н.Карасев, Л.А.Кулевский. А.ВЛукашев, Г.Р.Токер. Исследование динамики просветления воды излучением »рбиевого лазера (А-2.94 мкм). -Препринт ИОФАН No 94, Москва, ¡988, с. 1-40.

24* К.Л.Водопьянов, М.Е.Карасев. Л.Л.Кулеаский, А.З.Лукашеп, ГР.Токер. Динамика взаимодействия лазерного излучения Л-2.94 мкм с тонким слоем жидкой воды. -Письма в ЖТФ, 1988, том 14, 4, с.324-329

25* К.Л.Водопьянов, Л.А.Кулевский, А.ВЛукашев, Голографическая интерферометрия с временным разрешением для исследования взрывного поглощения эрбиевого лазера (А-2.94 мкм) в тонком слое воды. Известия Сибирского отделения АН СССР, 1990, Сер. Тех. Наук, Вып.4, с. 73-76.

26. К.Л.Водзпьянов, Л.А.Кулевский, П.П.Пашинин, А.М.Прохоров. Вода и этанол как просветляющиеся поглотители излучения в лазере !И иттрий-эрбий-алюминиевом гранате (X =2,94 мкм). - ЖЭТФ, 1982, т.82, 6, с. 1820-1824.

Zl'. К. L. Vodopyanov. Saturation studies of НгО and HDO near 3400 cm"' using Intense picosecond laser pulses. J.Chem.Phys. vol.94, no.8, 5389-5393 (1991).

28. K. L. Vodopyanov. The light absorption saturation studies of Н;Ю and HDO near 3400 cm"1 with the Intense laser radiation. J.of

Molecular Structure vol.250, no.2-4, 271-279 (1991).

29. H. Graener, T.Q. Ye, and A.Laubereau. Double гезог.апсе IR picosecond spectroscopy of 0И In ethanol:CCls solution. J.CHea.Phys. vol.91, p. 1043-1048.

H.Graener, G.Seifert, and A.Laubereau. New spectroscopy of water using tunable picosecond pulses In the Infrared. Phys. Rev. Lett. vol.66, no.16, 2092-2095 (1991).

30? Ф.В.Бункин, КЛ.Водопьянов, Л.А.Кулезсхий, Г.А.Ляхов, З.Г.Михвлевич, A.M.Родин. Исследование оптико-ьхустичесхих хвлений на поверхности силыюпоглощаощия проеоетляещихся ашдкостей. Известия АН СССР,сер.физ., 1985,т.49, 3, 2.358-563.

31. КЛ.Водопьянов, Л.А.Кулевский. В.Г.Мкхалезич<А-М.Родин. Лазерная генерация звуковых импульсов суЛшнссекундисй длительности в жидкостях. - ЖЭТО, 1986, г.9!, 1(7). с.114-121.

32° Ф.В.Бунхин, КЛ.Водопьянов, В.ГЛ!ихалеЕЧЧ. Термосятичесхая генерация гиперзвуха. -Известия АН СССР, сер.физ., 1589, т_53. 8, с. 1484-1489.

33. Л.В.Келдыш.Ионизация в поле сильной злектроиепютнсй волны. ХЭТФ. 1964, т.47, с. 1945-1957.

34. Gy.Farkas. In: Multlphoton Processes, eti.by J.H.Eberly and P.Larbropoulos, Wiley, New York. 1973, p.81-100.

35. G.Farkas, S. L.Chln. Fjnlsslcn of electrons iron the Au- surface irradiated by 00^ laser pulses. Appl.Phys.B vol.37, 141-145 (1985!.

36* К.Л.Водсги.яноя, Л.А.Кулевский, Ч.Тот, Г'.Оархаш, З.Хорвзт, Индуцированная лазерным излучением оми.ссия злгктронок с поверхности золота под дейстпиеч пихссекупдных импульсов « ?.=2.8 мкч. -Изяестия АН СССР, сгр.физ., 1989, т.53, 3, с.557-552.

37* К. L.Vcdopyanov, L. A. Kulevsk! i, Cs.T oth. C-y.Farkas гп<2 2.Gy.Hor-vath. Laser induced electron ealsslon from gold surface Irradiated by picosccond pulses at X=2.8 jau. Appl.Phys.B vol.B48,. no.6, 4SS-4£8 (1989)

38* C. Toth, G. Farkas and K.L.Vodopyanov. Laser-induced electron emission from гп Au surface irradiated by single picosecond pulses at A=2.94 The intermediate region between multiphoton and

tunneling effects. Appl.Phys.B vol.В S3, no.4, 221-225 (1991).

39* Cs.Toth, Gy.Farkas, K:L.Vodopyanov. Laser Induced electron emission of an Ли-surfac© irradiated by single picosecond pulses

at Л-2.94 цв In the lnteraedlate region between aultlphoton and tunneling effects. In: Ultrafast Processes In Spectroscopy 1991, ed. by A.L&ubereau and A.Sellnsler, IOP Conf.Ser no.126, IOP Publishing Ltd., Bristol Ь Philadelphia, 1992, p.289-292.

40.' C.C. Phillips, Y.B.LI, R.A.Stradllna and K. L. Vodopyanov. Picosecond saturable absorption neasurenents of thin flla single-crystal InAs layers grown by MBE. J.Phys.D vol.24, 437-440 (1991).

41. K.L.Vodopyanov, H.Graener, C.C.Phillips, I.T.Ferguson. Dynaalc Bursteln-Moss effect In InAs at rooa temperature and passive node-locking of a 3 pa Er laser, in : Ultrafast Processes in Spectroscopy 1991, ed. by A.Laubereau and A. Seilneler, IOP Conf.Ser no. 126, IOP Publishing Ltd.., Bristol & Philadelphia, 1992, p. 34S-352.

42. K.L.Vodopyanov, H.Graener, C.C.Phillips and T.J.Tate. Picosecond carrier dynanics and studies of Auger recoabinatlon processes In Indlua Arsenide at rooa temperature. Phys. Rev. В vol.46 B, no. 19-20 (15 November, 1992)

43. K. L. Vodopyanov, H.Graener and С. C.Phillips. Middle-Infrared picosecond spectroscopy of MBE Indlua Arsenide epllayers at 300 K. J. of Sealconductor Science and Technology vol. 8, no 1 ( January 1993). .

44" K.L.Vodopyanov, H.Graener, C.C.Phillips and T.J.Tate. Extrinsic recombination processes In proton Irradiated InAs/GaAs hetero-structures grown by ИВЕ. J. of Appl. Physics vol. 73, no.2 (15 January 1993)

45* K.L.Vodopyanov, H.Graener and C.C.Phillips. Transient ald-IR picosecond spectroscopy of Indlua Arsenide at rooa temperature: Evidence of spectral hole-burning due to nonthernallzed carriers. Subnltted to Phys. Rev. Lett. - June/October 92

46? C.C.Phillips, K.L.Vodopyanov "Saturable semiconductor absorbers and their application In lasers" UK patent No. 9117417.7 (1991)

47? K.L.Vodopyanov. A.V.Lukashev, C.C.Phillips and I.T.Ferguson. Passive node locking and Q-swltchlng of an erbium 3 цш laser using thin InAs epllayers grown by molecular beam epitaxy. Appl. Phys. Lett, vol.59, no.14, 1658-1660 (1991).

48. K.L. Vodopyanov, A.V.Lukashev, C.C.Phillips. Nano- and picosecond 3 |Л Er:YSGG lasers using InAs as passive Q-switchers and aode-lockers. Opt. Comaun. vol. 94, no. 1-3,. (January '993).