Фемтосекундные импульсы

Все три параметра изменяются обратно пропорционально длительности импульса ими можно пренебречь при 7 > I пс. Они становятся заметными для фемтосекундных импульсов. Например, 5 0,03,. v 0.05 и т 0,1 для 50-фемтосекундного импульса 30 фс), распространяющегося на 1.55 мкм в обычном световоде из кварцевого стекла, если принять Т] = 3 фс. [c.137]

В случае когда входной пиковой мощности достаточно для возбуждения солитона высшего порядка, так что N , спектр импульса трансформируется в несколько компонент, каждая из которых соответствует фундаментальному солитону, возникающему при расщеплении исходного импульса. Подобная картина наблюдалась в эксперименте [115], где 830-фемтосекундные импульсы с пиковой мощностью до 530 Вт распространялись в световодах длиной до 1 км. Самый длинноволновый пик связывался с солитоном, чья длитель- [c.142]

Кроме того, теория ограничена также тем, что ее результаты (см. рис. 6.4) следуют из уравнения (6.3.1), в котором пренебрегается нелинейными и дисперсионными эффектами высших порядков. Это оправданно, пока ширина спектра Асо Oq и результаты достаточно точны для длительностей 0,1 пс. Для более коротких импульсов следует использовать более общее уравнение распространения (2.3.35) из разд. 2.3, Действие дисперсии нелинейности на динамику импульса было рассмотрено в разд. 4.3. В общем случае как форма импульса, так и его спектр становятся несимметричными (см. рис. 4.17 и 4.18). Большее уширение спектра в коротковолновой части на рис. 4.18 обусловлено большей частотной модуляцией у заднего фронта по сравнению с передним. Поэтому частотная модуляция перестает быть линейной, как это было бы без дисперсии нелинейности в общем случае для фемтосекундных импульсов коэффициент сжатия уменьшается по сравнению с предсказаниями рис. 6.4, [c.158]

Данный метод получил распространение в фемтосекундную область в работах Шенка и др. [14], которые использовали пару решеток в качестве дисперсионной линии задержки. В их экспери-метах 90-фемтосекундные импульсы на 619 нм проходили через 15-сантиметровый отрезок световода и сжимались примерно до 30 фс после прохождения через пару решеток. Параметры световода и параметры импульса были таковы, что N 3 и z/Zq = 1,5. Из рис. 6.4 ожидается коэффициент сжатия порядка 3. Данный эксперимент привел к серии рекордных результатов [16-19], в которых длительность импульса была сокращена до примерно 8 фс, что соответствовало примерно четырем оптическим периодам. В экспериментах по получению 8-фемтосекундных импульсов [19] 40-фемтосекундные импульсы на 620 нм с пиковой мощностью 10 Вт/см проходили через световод длиной 7 мм и затем сжимались до 8 фс на паре решеток. На рис. 6.5 показана автокорреляционная функция сжатых импульсов. Соответствующий спектр показан на рис. 4.18 (самый верхний рисунок). Ширина спектра была примерно 70 нм, что указывает на то, что при идеальных условиях можно получить спек- [c.160]

Рис. 6.10. Автокорреляционная функция и спектр 18-фемтосекундного импульса, полученного при сжатии начального 90-пикосекундного импульса в две стадии [38]

В заключение отметим, что методы компрессии оптических импульсов представляют прекрасную иллюстрацию того, как можно практически использовать нелинейные явления в волоконных световодах. Это имеет и огромную практическую значимость. Данные методы позволяют получать импульсы длительностью лишь в несколько оптических периодов как в видимой, так и в ближней инфракрасной областях спектра. Такие фемтосекундные импульсы могут быть полезны для исследования сверхбыстрых процессов в [c.169]

Обычно < 1 м даже для световодов со слабым двулучепреломлением. Если использовать значение Pj = 20 пс /км для фундаментального солитона N = 1), распространяющегося на длине волны 1,55 мкм, Zg становится меньше 1 м только для фемтосекундных импульсов (Т < 100 фс). Таким образом, поляризационная неустойчивость не должна быть существенной для соли-тонных линий связи (см. разд. 5.4), где предполагаемая длительность импульса 7 10 ПС и Zq 1 км. [c.191]

Перестраиваемый волоконный ВКР-лазер использовался и для демонстрации усиления фемтосекундных оптических импульсов в волоконном ВКР-усилителе в условиях как попутной, так и встречной волн накачки [105]. Попутная накачка использовалась в схеме, где 500-фемтосекундные импульсы сначала проходили через отрезок световода длиной 100 м, где в результате действия дисперсии они уширялись до 23 ПС. Уширенные импульсы вместе с импульсами накачки длительностью 50 пс на длине волны 1,06 мкм вводились в усилитель, состоявший из 1-метрового световода. Усиленные импульсы сжимались в решеточном компрессоре. Сжатые импульсы были несколько шире (600-700 фс) исходных, но усилены по энергии в 15 ООО раз, когда мощность импульсов накачки составляла 150 кВт. Эксперимент показал, что частотная модуляция 23-пикосекундных исходных импульсов мало изменяется при усилении. Это указывает на возможность использования ВКР сверхкоротких импульсов в световодах не только для генерации фемтосекундных импульсов, но и для получения высоких пиковых мощностей. [c.247]

Уравнения (8.3.16) и (8.3.17) можно использовать в случае отрицательной дисперсии, если просто изменить знак второй производной. Как и в случае положительной дисперсии, показанном на рис. 8.8, передача энергии в стоксов импульс происходит вблизи z L ,. Чтобы из импульса ВКР сформировать солитон, необходимо, чтобы "opt - где г р, - оптимальная длина-световода для компрессора, обсуждавшегося в разд. 6.4. Это условие подразумевает, что не должно быть слишком малым по сравнению с дисперсионной длиной Lf). Например, = (я /8) д для солитона третьего порядка, если учесть, что г р, = Го/4 при N = 3, где Zq = (Jt/2) L - период солитона. В разд. 6.4 было показано, что и становятся сравнимыми для фемтосекундных импульсов длительностью Т < 100 фс. Для таких сверхкоротких импульсов различие между импульсами накачки и ВКР смазывается, поскольку их спектры начинают заметно перекрываться. Это видно, например, из того факта, что пик усиления на рис. 8,1 соответствует отстройке частоты величиной 13 ТГц, в то время как ширина спектра 100-фемтосекундного импульса составляет 10 ТГц. Уравнения (8.3.16) и (8.3.17) не дают реалистического описания ВКР фемтосекундных импульсов, в частности для отрицательной дисперсии, где исходный импульс может заметно укорачиваться в начале распространения. [c.248]

Важнейшую роль здесь сыграла разработка высококачественных волоконных световодов — практически идеальной нелинейной среды с точки зрения изучения и использования нестационарных волновых явлений. Именно в волоконных световодах были выполнены тонкие эксперименты по возбуждению и взаимодействиям оптических соли-тонов, исследованы модуляционные неустойчивости сильных световых волн, многие особенности нестационарного вынужденного рассеяния. Световоды стали ключевыми элементами эффективных компрессоров фемтосекундных импульсов. [c.8]

Основному материалу, связанному с нелинейными задачами, предпослана специальная глава, где дано довольно подробное изложение теории распространения волновых пакетов в линейной диспергирующей среде. Фемтосекундные лазерные импульсы внесли много нового и в этот, казалось бы давно уже завершенный, раздел волновой оптики. Проблемы основанной на достижениях пико- и фемтосекундной оптической технологии нестационарной лазерной спектроскопии в целом-далеко выходят за рамки этой книги. Поэтому мы ограничились лишь одним, но, как нам представляется, ярким примером — теснейшим образом связанной с волновой нелинейной оптикой активной спектроскопией комбинационного рассеяния. Переход к фемтосекундным импульсам позволяет получить здесь не только исчерпывающую информацию о релаксации энергии и фазы возбуждения, но и непосредственно наблюдать форму молекулярных колебаний. Книга завершается специальной главой, посвященной фемтосекундным лазерным системам. Акцент сделан на основных принципах и концепциях, лежащих в основе разработки систем, которые позволяют уже сейчас получать фемтосекундные импульсы в чрезвычайно широком диапазоне спектра, простирающегося от дальней инфракрасной области до вакуумного ультрафиолета. [c.8]

Наконец, в начале 80-х годов несколькими группами был преодолен рубеж 10 1 с, началось быстрое освоение фемтосекундного диапазона длительностей (1 фс=10 с). Первые успехи здесь были связаны с предложением в 1981 г. новой концепции лазера на красителе с самосинхронизацией мод — системы со сталкивающимися в поглотителе импульсами. В дальнейшем для генерации фемтосекундных импульсов были успешно применены иные схемы синхронизации мод, лазеры иных типов, разнообразные методы нелинейной оптики. [c.9]

Благодаря этому совершенно новые экспериментальные средства получила в свое распоряжение нелинейная оптика. В поле сфокусированных фемтосекундных импульсов могут быть получены интенсивности 10"—IQi Вт/см и, следовательно, напряженности светового поля достигают здесь 10 В/см. Речь идет, таким образом, о полях, превышаюш,их внутриатомные ( а 10 В/см для атома водорода). В столь сильных полях на первый план выходят новые проблемы нелинейной электронной физики, становятся реальностью прямые эксперименты, имеюш,ие целью наблюдение эффектов, предсказываемых нелинейной квантовой электродинамикой (нелинейное рассеяние света на релятивистских электронах, рассеяние света на свете в вакууме и т. п.). [c.10]

В книге, посвященной прежде всего оптике фемтосекундных импульсов, физике их формирования и нелинейного распространения, мы лишь в небольшой мере коснемся приложений. Представление об [c.11]

Компрессия ФМ световых импульсов и фокусировка световых пучков. Из приведенного выше анализа следует возможность сжатия (компрессии) ФМ импульсов в диспергирующей среде. Это обстоятельство находит важные практические приложения. Сейчас компрессия ФМ импульсов стала одним из наиболее универсальных методов получения фемтосекундных импульсов в видимом, УФ и ИК диапазонах. Поэтому мы более детально обсудим физику компрессии, уделяя особое внимание аналогии и различиям этого процесса с пространственной фокусировкой световых пучков. [c.36]

На рис. 2.12 показаны типичные примеры генерации спектрального континуума импульсами длительностью 2 пс и 70 фс в газах (энергия W 0,5 мДж, длина волны Х=0,6 мкм) [50]. Поведение спектров в голубой области одинаково для разных газов и давлений и различных максимальных интенсивностей. В противоположность этому спектральная плотность в красной области изменяется в зависимости от состава газа, давления и интенсивности импульса. Во всех случаях генерация континуума имела четкий порог. Для фемтосекундных импульсов произведение давления газа на пороговую мощность импульса оставалось практически постоянным при изменении мощности в 30 раз. [c.91]

ПАРАМЕТРИЧЕСКИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ И КОГЕРЕНТНОЕ РАССЕЯНИЕ ФЕМТОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ [c.110]

Регисграция спектральных характеристик осуществляется с помощью зондирования изучаемого объекта СКИ с широким спектром. Для получения такого широкополосного импульса — континуума со спектром, охватывающим всю видимую часть спектра,— интенсивный фемтосекундный импульс направляют в струю жидкости. При применении зондирующего импульса предельно короткой 10 " с) длительности регистрация спектральных изменений может производиться путём измерения самого импульса, к-рый имеет значит, ширину в соответствии с соотношением неопределенности. [c.281]

К Ф. с. относится также люминесцентная спектроскопия с временным разрешением, в к-рой измеряются длительность свечения и спектры изучаемого объекта. В методах обычной люминесцентной спектроскопии в качестве детекторов используют скоростные фотоприёмники и электрон-но-оптич. преобразователи, к-рые не обеспечивают фемтосекундного временного разрешения. В люминесцентной спектроскопии, применяющей методы Ф. с., временные ворота для измерения сигнала создаёт непосредственно сам импульс, чем и достигается фемтосекундное временное разрешение. Для образования временных ворот возбуждаемая фемтосекундным импульсом люминесценция может направляться на нелинейный кристалл, где она смещи-вается с фемтосекундным лазерным импульсом. Такая схема обеспечивает временное разрешение порядка длительности импульса, т. е. сигнал на суммарной частоте образуется только во время нахождения этого импульса в кристалле. Временная эволюция свечения на фиксированной длине волны измеряется путём установки нелинейного кристалла под соответствующим утлом синхронизма и регистрации сигнала на суммарной частоте при варьировании оптич. задержки направляемого на кристалл лазерного импульса. [c.281]

Подобное соотношение остается справедливым и для импульса в форме гиперболического секанса с той лишь разницей, что численный коэффициент 0,39 следует заменить на 0,43. Для пикосекундных импульсов с Го = 1 ПС и f o 1 Вт длина 100 км. Однако для фемтосекундных импульсов < 100 фс и Pq > 1 кВт г, обычно становится < 1 м. В результате значительное укручение волнового фронта импульса может иметь место уже на длине в несколько сантиметров. Оптическая ударная волна, соответствующая бесконечно резкому заднему фронту, никогда не формируется на практике из-за ДГС чем круче становится волновой фронт импульса, тем большее значение имеет дисперсионный член в уравнении (4.3.1), и его нельзя игнорировать. Влияние ДГС на укручение волнового фронта будет рассмотрено в этом разделе несколько ниже. На длину формирования Z, ударной волны также оказывают влияние и потери. В бездисперсионном случае потери световода а задерживают образование оптической ударной волны, а если az > 1, то ударная волна вообще не формируется [40]. [c.99]

На рис. 5.20 изображены формы импульсов и их спектры для случая солитона второго порядка при 5=0,03, i = 0,05 и Tj, = 0,1. Эти величины примерно соответствуют 50-фемтосекундному импульсу (Го 30 фс), распространяющемуся по обычному кварцевому световоду на длине волны 1,55 мкм. Распад солитона происходит на одном периоде солитона (zq 5 см) при этом основной пик сдвигается к заднему фронту со значительной скоростью, увеличивающейся с расстоянием. Этот сдвиг обусловлен уменьшением групповой скорости, которое в свою очеречь вызвано длинноволновым сдвигом спектрального максимума солитона. Если использовать Tq = 30 фс для преобразования результатов рис. 5.20 в физические единицы, то 50-фемтосекундный импульс сдвигается почти на 40 ТГц, или 20% своей несущей частоты при распространении на 15 см. [c.142]

Хотя уравнение (5.5.1) и описывает успешно распространение фемтосекундных импульсов в волоконных световодах, оно является лишь приближенным. Как показано в разд. 2.3, при более точном подходе необходимо использовать уравнение (2.3.27), где в Ап учитывают зависящий от времени отклик нелинейности световода. В простом приближении предполагают, что Ап подчиняется уравнению (2.3.38), соответствующему экспоненциальному затуханию нелинейного отклика со временем релаксации 7 . Численные расчеты показывают [112], что картина динамики качественно похожа на изображенную на рис. 5.20. В частности, найдено, что длинноволновый сдвиг солитона возрастает линейно по 7 . Численная модель использовалась для подгонки результатов эксперимента [113], где 70-фемто-секундные импульсы распространялись в световоде со смещенной дисперсией. Эксперимент позволил оценить время релаксации величиной 2-4 фс. Однако понимание того, как ведет себя солитон в фемтосекундном диапазоне длительностей, еще далеко от полного. [c.143]

Недавно было показано, что пара призм может создавать отрицательную дисперсию при отражении [53]. Тем не менее требуемое расстояние между призмами обычно на два порядка больше, чем между решетками, из-за относительно малого значения дисперсии в кварцевом стекле. Это расстояние можно уменьшить, используя такие материалы, как стекло из тяжелого флинта [54] или кристалл TeOj [55]. Для призм из кристалла ТеО, расстояние между ними становится сравнимым с расстоянием между дифракционными решетками. В эксперименте [55] 800-фемтосекундные импульсы были сжаты до 120 фс при этом использовалась пара призм на расстоянии 25 см друг от jnyra. Поскольку потери энергии в паре призм можно сократить до 2% и менее, их использование, вероятно, станет общепринятым. В качестве альтернативы паре решеток в работе [56] было предложено использовать фазовую решетку, индуцированную в кристалле ультразвуковой волной со свипированной частотой. Если световод обладает фоторефракцией, то, пользуясь стандартными методами голографии, внутри его сердцевины можно создать постоянную [c.152]

Оказалось, что в экспериментах по получению фемтосекундных импульсов [37, 38] оптимальная длина световода более чем в 2,5 раза превышает предсказанную соотношением (6.4.3). Это неудивительно, поскольку соотношение (6.4.3) основано на численном решении уравнения (6.4.1), где пренебрегается дисперсионными и нелинейными эффектами высших порядков, что недопустимо при импульсах короче 100 фс. Чтобы точно определить оптимальную длину световода, следует использовать уравнение (5.5.1), где учтены эффекты кубичной 1исперсии, дисперсии нелинейности и задержки нелинейного отклика в волоконных световодах. Как было показано в разд. 5.5, решающий вклад вносится задержкой нелинейного отклика (член, пропорциональный времени отклика 7 ). Данный эффект проявляется в виде сдвига спектра импульса в длинноволновую область (см. рис. 5.20). С длинноволновым сдвигом связана задержка оптического импульса. Такая задержка существенно влияет на взаимодействие между дисперсией и ФСМ (что определяет сжатие импульса). Численные расчеты действительно показывают, что оптимальная длина световода больше, чем предсказано уравнением (6.4.1). [c.169]

Альтернативное описание дается обобщенным уравнением распространения (2.3.35) и разд. 2.3, последний член которого, пропорциональный времени нелинейного отклика Г J. отвечает за ВКР. Как обсуждалось выше, для небольших частотных отстроек 7 связан с наклоном кривой комбинационного усиления (см. рис. 8.1). Влияние члена, отвечающего за комбинационное усиление, на эволюцию фемтосекундных импульсов внутри световода уже обсуждалось в разд. 5.5 после рассмотрения других нелинейных эффектов высших порядков. На рис. 5.20 были показаны форма и спектр импульса, пиковая мощность которого соответствует солитону второго порядка. В таком случае исходный импульс расщепляется на два фрагмента на длине одного периода солитона, явление, названное в разд. 5.5 распадом солитона. Это явление может быть интерпретировано как вынужденное комбинационное (ВК) саморассеяние импульса [119], которое может возникать, даже если порог ВКР с уровня шумовой затравки еще не достигается. Основная идея состоит в следующем. Входной импульс, являющийся солитоном высшего порядка, в начальной фазе распространения укорачивается с одновременным ущи-рением спектра. Спектральное уширение красного крыла обеспечивает затравку для комбинационного усиления, т. е. через ВКР синие компоненты импульса служат накачкой для красных компонент. Это ясно видно на рис. 5.20, где o nopHoff пик спекгра непрерывно смещается в красную сторону. Такое смещение называют самосдви-гом частоты солитона [121]. Во временном рассмотрении энергия [c.248]

Дан обзор современного состояния волновой оптики сверхкоротких импульсов. Особый акцент сделан на новых задачах, связанных с распространением предельно коротких импульсов. Изложены основы фурье-оптикн коротких волновых пакетов, распространяющихся в линейных диспергирующих средах. Рассмотрены нелинейные взаимодействия и самовоздействия фемтосекундных лазерных импульсов, компрессия фемтосекундных импульсов и возможности управления нх формой. Значительное внимание уделено физике формирования и взаимодействия оптических солитонов. Обсуждены основные тенденции развития фемтосекундных лазерных систем. [c.2]

Одним из наиболее ярких достижений лазерной физики последнего времени, несомненно, стала разработка методов генерации и формирования световых импульсов длительностью — фемтосекундных импульсов, под огибающей которых укладывается всего лишь несколько периодов колебаний. Радикальное сокращение временных масштабов сопровождалось впечатляющим прогрессом физики и техники сверхкоротких световых импульсов. В огромной мере расширились возможности спектроскопии быстропротекающих процессов (в этой связи последствия перехода к фемтосекундным импульсам справедливо сравнивают с революционными изменениями в пространственном разрешении оптических приборов, последовавшими за изобрете-,нием микроскопа), прогрессировали физика лазерного воздействия на вещество и техника получения сверхсильных световых полей, возникли новые направления в оптической обработке информации, были сформулированы новые подходы в разработке генераторов сверхкоротких рентгеновских и акустических импульсов, электронных Qry TKOB. Речь идет, таким образом, об очень широкой области, многие разделы которой далеко выходят за рамки традиционной физической и прикладной оптики. [c.7]

С помош,ью интенсивных фемтосекундных импульсов можно создавать сильно неравновесные состояния для быстро релаксируюш,их возбуждений (время релаксации Ю"" —10 с), в частности электронных возбуждений в многоатомных молекулах, полупроводниках и металлах, наблюдать новые типы быстрых оптически индуцируемых фазовых переходов в веш,естве. Фемтосекундная оптическая техника позволяет разработать прямые экспериментальные методы изучения молекулярной динамики сложных (в том числе биологически активных) молекул и конденсированных сред, явлений, в исследовании которых до недавнего времени доминировал численный эксперимент. [c.10]

С другой стороны, переход к фемтосекундным импульсам — это и очередной скачок по шкале интенсивности. При длительности импульса т =100 фс сравнительно небольшой энергии W=Q, Дж соответствует мош,ность Po=10 Bт. Таким образом, в сравнительно скромных по масштабам системах удается перейти к уровням мош,-ности, которые еш,е совсем недавно удавалось получать только в муль-тикилоджоульных установках, предназначенных для управляемого термоядерного синтеза. [c.10]

Эффективным методом получения приближенных уравнений, описывающих распространение короткого волнового пакета, является метод медленно меняющихся амплитуд (ММА) [6, 18]. В его основе лежит естественное предположение о медленности изменения комплексной амплитуды импульса на масштабах среднего периода колебаний 7о=2я/(Оо (юо — средняя частота импульса) и средней длины волны Xo— TJniwo)- Такой подход справедлив вплоть до длительностей импульсов т /Го 10. Метод ММА адекватен, таким образом, большинству задач линейной (и, как мы убедимся далее, нелинейной) оптики фемтосекундных импульсов. Вместе с тем в современной лазерной физике появился и такой необычный объект как лазерный импульс длительностью в один период [84]. Естественно, в этом предельном случае приближения, основанные на предположении о медленности изменения амплитуды, в принципе непригодны. [c.20]

В экспериментах [66—68] по генерации и компрессии фемтосекундных импульсов использовался интерферометр Жира — Турнуа [26]., Он представляет собой модификацию плоскопараллельного интерферометра Фабри — Перо коэс ициент отражения переднего широкополосного зеркала r( o)=/--коэффициента передачи равен единице, а дисперсионные свойства его легко изменять, меняя угол у падения излучения. При этом время двойного прохода импульса [c.56]

Откуда видно, что изменение структуры импульса обусловлено запаздыванием его прихода в заданную точку пространства из-за искривления волнового фронта. В [36] выполнен численный расчет временной огибающей (3) на длинах Полученные данные свидетельствуют о заметном увеличении длительности фемтосекундного импульса на периферии пучка (начальная длительность составляла 4 фс). Эта тенденция сохраняется и в дальней зоне пучка (2=2/Lдиф l), для которой [c.59]

Гришковский и др. [22] непосредственно наблюдали искажение формы 10 НС импульса лазера на красителе в парах Rb, обусловленное формированием ударной волны огибающей, фазовой самомодуляцией, дисперсией линейной и нелинейной частей показателя преломления (рис. 2.8). Для пико- и фемтосекундных импульсов прямые наблюдения формы пока невозможны, информацию о характере самовоздействия в этом диапазоне длительностей можно получить из спектра. Вид спектрального уширения в условиях проявления описываемой уравнениями [c.83]

В случае Q l максимальное уширение в стоксову область бсо ах —соо/2, а в антистоксову — 6o) ax Q o/2. Следовательно, при спектральное распределение импульса становится сильно асимметричным, эта асимметрия связана с наличием слагаемого РгР ф/ т) в (3). Авторы [23] с помощью развитой теории интерпретировали данные экспериментов, выполненных Форком и др. [25]. 80-фемтосекундный импульс, излучаемый на длине 627 нм, за счет самовоздействия генерировал континуум от 190 до 1600 нм. Лазерное излучение фокусировали в пленку, содержащую этиленгликоль, и при интенсивности /oл 10 Вт/см наблюдали уширение спектра в стоксову (б тах/ 0 = —0,6) и антистоксову (бсОтах 0=2,3) обЛаСТИ. [c.85]

Явление фазовой самомодуляции на спектральном языке проявляется как уширение спектра импульса. Ширина спектра, как показано в 2.3—2.5, зависит от нелинейности среды и пройденного расстояния. Однако в целом ряде экспериментов с импульсами пико- и фемтосекундной длительности наблюдались уширения спектра, существенно превышающие предсказываемые формулой (2.3.11), простирающегося, как правило, от ультрафиолетового до инфракрасного излучения. Этот эффект принято называть сверхуширением или генерацией суперконтинуума. Исследования сверхуширения спектра пикосекундных импульсов проводились главным образом в 70-е годы (см., например, [43—48]), В последнее время были выполнены эксперименты по сверх-уширению спектра фемтосекундных импульсов [49—52]. Интерес к постановке таких опытов связан с весьма высокими интенсивностями и напряженностями электрических полей, которые можно получить с этими импульсами. Ниже мы остановимся на некоторых результатах экспериментов с фемтосекундными импульсами. [c.91]

Модели сверхуширений спектра. С точки зрения интерпретации картины сверхуширений спектров пико- и фемтосекундных импульсов, вообще говоря, довольно сложны. Часто важную роль играет совместное проявление нескольких нелинейно-оптических эффектов. Действительно, сверхуширения спектров, изображенных на рис. 2.12, не объясняются явлением фазовой самомодуляции, поскольку за счет [c.92]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...