Взаимодействие с квантовыми системами ультракоротких электромагнитных импульсов и особенности их распространения в оптоволокне

• Автор: Баган, Виталий Анатольевич
• Шифр специальности: 01.04.03
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Долгопрудный
• Количество страниц: 131 с. : ил.

Введение
Актуальность темы исследования
Последние два десятилетия ознаменовались бурным развитием технологии генерации коротких и ультракоротких электромагнитных импульсов с контролируемой формой и фазовыми параметрами [1]. Был перейден «фемтосекундный рубеж»: получены импульсы длительностью в несколько десятков аттосекунд, что приближается к атомной единице времени (24 ас), которая характеризует временной масштаб атомных процессов. Возникла новая область науки: «аттосекундная физика» [2], одной из важных перспектив которой является возможность наблюдения атомных явлений в реальном масштабе времени.
В дальнейшем под ультракороткими импульсами (УКИ) мы будем понимать электромагнитные импульсы, длительность которых А; сравнима с периодом колебания поля Т на несущей частоте (или частоте максимума спектра импульса). Характеристические особенности ультракоротких импульсов определяются количеством указанных периодов в импульсе - п=АМТ. В зависимости от величины числа п импульсы подразделяются на мультицикловые (п»1), одноцикловые (п =1) и субцикловые (п<1). Импульсы с длительностьюл<10 будем называть ультракороткими, если же 10<и<50 - короткими.
Важным случаем субцикловых импульсов являются полуцикловые импульсы (и = 0.5), которые впервые были получены экспериментально в работе [3] в терагерцовой области спектра. Метод их генерации основывался на возбуждении лазерным импульсом с длительностью порядка сотни фемтосекунд носителей тока в полупроводниковой пластине, к которой приложено постоянное или импульсное электрическое поле с напряженностью до 10 кВ/см. Носители ускоряются в приложенном напряжении, порождая тем самым импульс электромагнитного поля. Длительность полученного в работе [3] импульса, измеренная по основанию его униполярной части, составляет 1 пс (см. рисунок 1).

При этом спектр данного импульса имеет максимум на частоте 0.5 ТГц и ширину 1.5 ТГц.
Наиболее важной характеристической чертой генерируемого импульса является его практически униполярный характер. Так, асимметрия положительной и отрицательной полярности напряженности электрического поля в распространяющемся терагерцовом импульсе, изображенном на рисунке 1, составляет 13:1.
Рисунок 1. Форма импульса в далеком инфракрасном диапазоне, полученного при воздействии лазерного импульса на пластинку из ЄаАБ [3]
В статье [4] с помощью полуцикловых импульсов на центральной частоте 1 ТГц длительностью 500 фс осуществлялась ионизация атомов натрия, находящихся в высоковозбужденных (ридберговских) состояниях с главным квантовым числом п>13. Было показано, что ридберговские состояния ионизируются под действием таких импульсов для пикового значения поля, пропорционального энергии связи электронного состояния. В случае относительно длинных микроволновых импульсов скейлинг пикового значения поля имеет вид п"5. Данное различие объяснялось в рамках классической механики.

Полуцикловые террагерцовые импульсы использовались в работе [5] для генерации нового типа состояний в ридберговских атомах натрия, находившихся в 25(1 состоянии - электронных волновых пакетов и измерения в них распределения вероятности в импульсном пространстве. Возможность такого измерения базировалась на том факте, что длительность полуцикловых импульсов была много меньше характерного времени эволюции волновых пакетов
Одноцикловые импульсы в ближнем инфракрасном диапазоне в оптоволокне на телекоммуникационной длине волны 1.55 нм были получены методом когерентной суперпозиции синхронизованных импульсов с ультрашироким спектром в работе [6] (см. рисунок 2).
Рисунок 2. Когерентная суперпозиция двух синхронизированных источников излучения, в результате которой генерируется одноцикловой импульс [6]
Суть данного метода состоит в разделении накачки импульса (на длине волны 1.55 мкм) в результате дисперсии и фазовой модуляции на две спектральные компоненты (солитонную и дисперсионную). Солитонная часть импульса стабилизировалась сама собой путем сдвига в длинноволновую часть спектра. Этот процесс обеспечивал энергией дисперсионную волну, спектр которой смещался в область высоких частот.
Для генерации дисперсионной волны с широким спектром, длительностью 7.8 фс и центральной частотой 1125 нм было использовано нелинейное оптоволокно длиной 4 мм, с нулевой дисперсией групповой скорости на длине волны 1357 нм и градиентом дисперсии р3 =0.81 пс3 км'1. Другое оптоволокно

-40 -20 0 20 40 -40 -20 0 20
Тіте Це) Тіте (Ь)
-40 -20 0 20
Тіте (Ге)

0 1 л 1
ф, гаа
Рисунок 1.8. Зависимость асимптотической населенности верхнего уровня от СЕ фазы при возбуждении четвертьцикловым скорректированным гауссовским импульсом для различных значений параметра силы связи и нулевой отстройки 8=0: сплошная кривая - £ = 0.1; штрих-пунктир - % = 1, штриховая кривая - =
В случае полуциклового импульса зависимость от СЕ фазы имеет место только для ^ = 3, в то время как для четвертьциклового импульса (Рисунок 1.8) она наблюдается и для £ = 1. При этом в последнем случае с ростом характер фазовой зависимости изменяется: максимум в точке ф = л/2 (при = 1) сменяется минимумом для % = 3.
Спектры возбуждения двухуровневой системы одноцикловыми скорректированными гауссовскими импульсами, рассчитанные в формализме вектора Блоха, представлены на Рисунке 1.9 и 1.10.
На Рисунке 1.9 расчет проводился для синус- и косинус-импульсов для константы силы связи £ = 1 и 8>-0.4. Видна асимметрия спектра возбуждения в обоих случаях, причем разница в величине населенности N2 относительно невелика и наблюдается для отрицательных значений параметра относительной отстройки 8 несущей частоты импульса от собственной частоты двухуровневой системы.