стр. 1
(всего 6)

СОДЕРЖАНИЕ

>>

"ОПТИКА-2005"



ТРУДЫ ЧЕТВЕРТОЙ МЕЖДУНАРОДНОЙ КОНФЕРЕНЦИИ МОЛОДЫХ УЧЕНЫХ И СПЕЦИАЛИСТОВ



САНКТ-ПЕТЕРБУРГ 17-21 октября 2005




















Санкт-Петербург 2005
Оптика-2005. Труды четвертой международной конференции молодых ученых и специалистов "Оптика-2005". Санкт-Петербург, 17-21 октября 2005. / Под ред. проф. В. Г. Беспалова, проф. С. А. Козлова. СПб: СПбГУ ИТМО, 2005. 398 с., ил.






Данная книга представляет собой труды четвертой международной конференции молодых ученых и специалистов "Оптика-2005", прошедшей 17-21 октября 2005 года. В ней содержатся работы молодых ученых и специалистов, посвященные проблемам современной оптики, в том числе по нелинейной и когерентной оптике, оптическому приборостроению, оптическим материалам и технологиям, физической оптике, спектроскопии, оптике и образованию, физике лазеров и лазерным технологиям и оптике анизотропных сред.






ISBN 5-7577-0277-Х









© Авторы, 2005 © Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, 2005

Четвертая международная конференция молодых ученых и
специалистов «Оптика-2005»
Санкт - Петербург, Россия, 17 октября - 21 октября 2005 г.

Конференцию проводят:

Оптическое общество им. Д.С. Рождественского (ООР) Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий,
механики и оптики (СПбГУ ИТМО) Государственный оптический институт им. С.И. Вавилова (ГОИ) Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова (МГУ) Санкт-Петербургский государственный университет (СПбГУ) Открытое акционерное общество «ЛОМО», Санкт-Петербург Секция «Оптика» Дома ученых Российской академии наук, Санкт-Петербург Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, Санкт-Петербург (ФТИ)
Конференция проводится при участии:
Оптического общества Америки (OSA), Международного общества по оптической технике (SPIE), Международной комиссии по оптике (ICO)

Конференцию поддерживают:
Министерство образования и науки Российской Федерации, Российский фонд фундаментальных исследований, Фонд некоммерческих программ «Династия», Комитет по науке и высшей школе Санкт-Петербурга, Международное общество по оптической технике, Оптическое общество Америки, Международная комиссия по оптике

Сопредседатели конференции: В.Н. Васильев (СПбГУ ИТМО),
Г.Т. Петровский | (ООР, Санкт-Петербург)
Председатель программного

комитета:
Заместители председателя:

Ученый секретарь: Руководители семинара "Optoinformatics":
Е. Б. Александров (ФТИ, Санкт-Петербург)
В.П. Кандидов (МГУ, Москва)
С.А. Козлов (СПбГУ ИТМО)
В.Г. Беспалов (ГОИ, Санкт-Петербург)

А.В. Павлов (ГОИ, Санкт-Петербург), M.L. Calvo Padilla (Madrid, Spain)


Российский программный комитет

Г. Н. Герасимов (ГОИ, Санкт-Петербург)
А.С. Горшков (ОАО «ЛОМО»)
И.П. Гуров (СПбГУ ИТМО)
И. А. Забелина (ООР, Санкт-Петербург)
В. А. Зверев (Дом Ученых, Санкт-
Петербург)
А.М. Желтиков (МГУ)
Ю.Л. Колесников (СПбГУ ИТМО)
Н.Д. Кундикова (ЮУрГУ, Челябинск)
С.М. Латыев (СПбГУ ИТМО)
Ю.Т. Мазуренко (ГОИ, Санкт-
Петербург)
В.А. Макаров (МГУ)
А. И. Маймистов (МИФИ)
Н.В. Никоноров (СПбГУ ИТМО)
В.Н. Очкин (ФИАН, Москва)
Н. Н. Розанов (ГОИ, Санкт-Петербург)
С.В. Сазонов (КГУ, Калининград)
В.В. Самарцев (КФТИ, Казань)
И.В. Соколов (СПбГУ)
Д. И. Стаселько (ГОИ, Санкт-Петербург)
А. И. Степанов (ГОИ, Санкт-Петербург)
В.И. Строганов (ДВГУПС, Владивосток)
А.П. Сухоруков (МГУ)
А.С. Чирцов (СПбГУ)
С.М. Шандаров (ГУСУР, Томск)
С. А. Шленов (МГУ)
Ю.Г. Якушенков (МГУГиК)

Международный программный комитет

С.П. Апанасевич (Минск, Беларусь) Л. И. Буров (Минск, Беларусь) И. А. Гончаренко (Минск, Беларусь) З. М. Казакбаева (Бишкек, Киргизия) Л. И. Конопальцева (Киев, Украина) С.О. Костюкевич (Киев, Украина) Л. И. Муравский (Львов, Украина) С. Ю. Михневич (Минск, Беларусь) Л. В. Поперенко (Киев, Украина) И. У. Примак (Могилев, Беларусь) А. Л. Толстик (Минск, Беларусь)
А.Н. Фурс (Минск, Беларусь)
T. Alieva (Madrid, Spain)
M.J. Bastiaans (Eidhoven, Netherlands)
P. Cheben (Ottawa, Canada)
V. Kreinovich (El-Paco, USA)
D. Marini (Milano, Italy)
G. Moagar-Poladian (Bucharest, Romania)
A.V. Okishev (Rochester, USA)
D. Rakovic (Belgrade, Serbia)
V. Udaltsov (Metz, France)

Секция 1. Нелинейная и когерентная оптика
ВЛИЯНИЕ ЧАСТИЦ АТМОСФЕРНОГО АЭРОЗОЛЯ НА ЗАРОЖДЕНИЕ ФИЛАМЕНТОВ В ЛАЗЕРНОМ ПУЧКЕ
Качан Е.П., Милицин В.О. Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия

Исследовано влияние когерентного рассеяния мощного лазерного излучения на частицах аэрозоля на процесс зарождения филаментов. Разработана стратифицированная модель, позволяющая описать процесс рассеяния лазерного излучения при распространении в полидисперсном водном аэрозоле.

При распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе наблюдается явление филаментации, которое проявляется в концентрации энергии в узкой области порядка 100 мкм на расстояниях несколько сот метров. Явление сопровождается генерацией оптического суперконтинуума, который рассматривается как перспективный источник для (широкополосного зондирования атмосферы) мониторинга окружающей среды1. Экспериментально процесс зарождения и формирования филаментов при взаимодействии импульса с отдельной частицей аэрозоля исследован в работе2. Теоретически это рассмотрено в3 на простейшей модели непрозрачного диска, заменяющего каплю воды.
В настоящем докладе представлена оригинальная стратифицированная модель когерентного рассеяния мощного лазерного излучения на ансамбле частиц водного аэрозоля. Модель основывается на представлении аэрозольной среды в виде последовательности слоев, в которых частицы сосредоточены в тонких аэрозольных экранах.
В численных экспериментах использовались следующие параметры. Длина волны излучения Я = 0.8мкм, радиус пучка a = 2.5мм, пиковая интенсивность в импульсе составляла /0 = 3.5-1012Вт/см2, пиковая мощность пучка Ppic превышала критическую мощность самофокусировки Pcr в воздухе в 30-100 раз. Рассматривался аэрозоль с концентрацией частиц N = 100см -3, радиусом от 2 до 15 мкм.
На основе построенной модели установлено, что в импульсах высокой мощности центрами зарождения филаментов в лазерном пучке могут стать интерференционные максимумы интенсивности при когерентном рассеянии излучения на частицах аэрозоля. При этом процессе зарождение филаментов существенно зависит от размеров частиц. На примере монодисперсного аэрозоля показано, что при рассеянии на мелких частицах (2 мкм) интенсивность в пучке мощностью Ppic =100 Pcr уменьшается и расстояние до зарождения филамента возрастает по сравнению со случаем незамутненной среды. Тогда как при рассеянии на крупных частицах (15 мкм) возникают сильные интерференционные максимумы, которые при этой мощности излучения инициируют зарождение нелинейных фокусов, что существенно сокращает расстояние до начала формирования филамента.
С уменьшением мощности до Ppic =30 Pcr филаментация в монодисперсном аэрозоле не отличается от случая незамутненной среды. Это связано с тем, что при такой мощности излучения в максимумах интенсивности возмущений, вносимых каплями, содержится мощность меньше критической и это возмущение не приводит

к дальнейшему росту максимума и зарождению филамента. Полученную физическую интерпретацию подтверждают результаты тестового численного эксперимента по самофокусировке пучка при рассеянии на одной частице, находящейся на его оси.







' г =15 мкм г' =2 мкм • без капель


















¦












|« (•





R=10rf



|
=30








1* /*





¦




*











1.0 1.5 2.0 3.5 40

Рис. 1. Зависимость интенсивности максимума пучка I от расстояния z для монодисперсного
аэрозоля. г - радиус капель , R= Pp;c/ Pcr
Численный расчет для полидисперсного аэрозоля (концентрация частиц N = 100см˜3), показал, что в присутствии капель с распределением по размерам, характерным для слоисто-кучевых облаков, также происходит образование нескольких максимумов. В условиях сильной нелинейности в импульсе с высокой пиковой мощностью на этих максимумах интенсивности образуются филаменты, случайно расположенные в пространстве.
J. Kasparian et al. Science, 301, №61, (2003)
F. Courvoisier et al., Appl.Phys.Lett., 83, №213, (2003)
M.Kolesik, J.V. Moloney, Opt. Lett, 29, №6, (2004)

УПОРЯДОЧЕННЫЕ ФИЛАМЕНТЫ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИМПУЛЬСА В ОБЪЕМЕ ПРОЗРАЧНОЙ СРЕДЫ
Панов Н. А., Косарева О. Г. Московский государственный университет им. М. В Ломоносова, Международный лазерный центр, Москва, Россия

Методом статистических испытаний показана возможность управления многофиламентацией мощного фемтосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере с помощью введения в лазерный пучок на выходе системы усиления периодической фазовой модуляции. Среднее по многим случайным реализациям (выстрелам лазерной системы) положение филаментов, образовавшихся в турбулентной атмосфере, с точностью до стандартного отклонения совпадает с положением филаментов в регулярной среде.

Многофиламентация мощных фемтосекундных лазерных импульсов в прозрачной объемной среде представляет собой стохастическое явление: положения филаментов, их количество и другие характеристики хаотически меняются от одного лазерного импульса к другому. Поэтому для таких приложений, как экологическое зондирование окружающей среды с помощью сопровождающего филаментацию излучения суперконтинуума, а также с помощью нелинейной флюоресценции молекул в области плазменных каналов необходимо управление многофиламентацией.
В работе1 введением амплитудной-фазовой маски специального вида удалось получить регулярные картины образования многих филаментов. Управление многофиламентацией с помощью введения во входной пучок металлической сетки с периодом ˜420 мкм экспериментально и численно исследовано в работах2' 3. В этом случае удалось создать периодическую упорядоченную картину многофиламентации, в условиях как регулярного2, так и шумового пучка3.
Регуляризация филаментов с помощью амплитудных масок имеет существенный недостаток, связанный с уменьшением энергии импульса за счет диссипации на маске. В работе4 предложен метод управления многофиламентацией в турбулентной атмосфере, в котором вместо поглощающей амплитудной сетки используется периодическая фазовая модуляция пучка на выходе системы усиления (линзовый массив или зеркало с поверхностью специального вида). Вместе с тем в работе4 не было проведено статистического исследования многофиламентации в таких условиях.
Поэтому целью настоящей работы является статистическое исследование многофиламентации мощного фемосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере при начальной периодической фазовой модуляции лазерного пучка.
Математическая модель филаментации основана на нелинейном уравнении Шредингера для медленно меняющейся амплитуды электрического поля Е:
Ж дЕ = А± Е + — fake,.,. + ˜(X' У' z) )?,
dz n0
где AnketT = n2 E , n (x, y, z) определяет турбулентные флуктуации показателя преломления, задаваемые модифицированным спектром фон Кармана:

Fn(кx,ку,кz)= 0,033С„2(к2 + к2)"11/6exp(-к2/к2 ),
где к0 = 2n/L0, кт = 5.92//0, L0 = 16 см — внешний масштаб атмосферной турбулентности, /0 = 1 мм — ее внутренний масштаб. В качестве начального условия был выбран гауссов пучок с радиусом (по уровню е-1) а0 = 1 см с периодической фазовой модуляцией: период составляет d = 0.25 см и радиус фокусировки — Rf = 16.75 м.

На рис. 1 представлена
многофиламентация пучка,
прошедшего через линзовый массив. В
модельном случае (рис. 1 а)
турбулентность отсутствует, и задача
полностью регулярна. Распределение
интенсивности на рис. 1 б получено
после прохождения 6 экранов,
моделирующих турбулентную
атмосферу. Филаменты упорядочены
(рис.1 б), однако заметны отклонения
их пространственных координат от их
расположения в отсутствии
турбулентности (рис. 1 а). Результаты
статистического анализа,
18
лазерным эксперименте), рис. 2. Среднее
проведенного по 18 реализациям последовательности фазовых экранов (соответствует «выстрелам» в представлены на
положение филамента в турбулентной
атмосфере и его
регулярной среде
точностью до
отклонения. При
стандартное
около 10%
между филаментами
Нестационарная
формировании упорядоченных
филаментов решена для случая
распространения импульса
длительностью 45 фс на длине волны 800 нм в плавленом кварце. Показано формирование массива волноводов в образце.
Благодарности. Работа
выполнена при поддержке фонда «Династия», РФФИ, грант № 03-02­16939, ERO, контракт 62558_04P6051
и SPIE.
-0.10
5
о
-0.12
го го
¦е-
-0.14

о о
0
20
4 8 12 16 Номер реализации


Рис. 2. Пространственное расположение (вдоль оси x) филамента, отмеченного на рис. 1 б квадратом. Черные точки соответствуют координате x филамента, полученной в каждой конкретной реализации, сплошая прямая — среднее значение положения филамента, тонкие штрихованные линии — стандартное отклонение от среднего значения, жирные штрихи — положение филамента в регулярной среде (без турбулентности)

1. Mechain G., Couairon A., Prade B., Mysyrowicz A., Phys. Rev. Lett. 93, p. 035003
(2004).
V.P. Kandidov, N.Akozbek, M. Scalora, O.G. Kosareva, A.V. Nyakk, Q. Luo, S.A. Hosseini, S.L. Chin., Appl. Phys. B, 80, pp. 267 - 275.
В.П. Кандидов, Н. Агозбек, М. Скалора, О.Г. Косарева, А.В. Някк, Ч. Луо, С.А. Хоссейни, С.Л. Чин, Квант. Электроника, 34, сс. 879 - 880.
N.A. Panov, O.G. Kosareva, V.P. Kandidov, N. Akozbek, Q. Luo, S.A. Hosseini, W. Liu, J. Gravel, S.L. Chin, Proc. SPIE, 5708, pp. 91 - 101.

ФОРМИРОВАНИЕ ПЛАЗМЕННЫХ КАНАЛОВ ПРИ МНОГОФИЛАМЕНТАЦИИ ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА В ТУРБУЛЕНТНОЙ АТМОСФЕРЕ
Безбородов А.Е., Шленов С. А. МГУ им. М.В. Ломоносова, МЛЦ, Москва, Россия

Исследована динамика формирования плазменных каналов, образующихся при распространении мощного фемтосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере. Обнаружено несовпадение областей высокой плотности потока энергии и концентрации электронов и предложено объяснение данного явления.

Распространение мощных фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе сопровождается явлением филаментации1. Причиной начала формирования филаментов является эффект Керра, который вызывает самофокусировку пучка в воздухе. Рост интенсивности в нелинейном фокусе ограничивается дефокусировкой в лазерной плазме, возникающей вследствие многофотонной и туннельной ионизации молекул кислорода и азота в воздухе. При мощностях P >> PKp происходит образование многих филаментов.
В турбулентной атмосфере принципиальным является учет флуктуаций показателя преломления на формирование филаментов. Ранее процесс многофиламентации рассматривался в условиях случайных возмущений фазы и
2 3
амплитуды на выходной апертуре пучка . Начальный этап зарождения многих филаментов в турбулентной атмосфере проанализирован в работе 4. В настоящей работе средствами вычислительного эксперимента рассмотрена динамика формирования плазменных каналов при многофиламентации в турбулентной атмосфере.

Рис. 1. Трехмерная картина плазменных каналов. Мощность импульса P = 20 PKp, длительность 100 фс, длина волны l = 800 нм.
Типичная картина плазменных каналов, наведенных в случайно-неоднородной среде фемтосекундным импульсом, представлена на рис. 1. Ее анализ показывает, что возможно несовпадение областей высокой плотности потока энергии и концентрации электронов, вследствие дефокусировки основной части импульса в плазме, образованной его фронтом.
A. Brodeur, C.Y. Chien, Opt. Lett., 22. 304 (1997).
M Mlejenek at al., Phys.Rev.Lett., 83, 2938 (1999).
L Berge. at al., Phys.Rev.Lett., 92, 225002 (2004).
С.А. Шленов, В.П. Кандидов, Оптика атмосферы и океана, 17, № 8, 630 (2004).
ПРОСТРАНСТВЕННОЕ УПРАВЛЕНИЕ
МНОГОФИЛАМЕНТАЦИЕЙ В МОЩНОМ ФЕМТОСЕКУНДНОМ
ЛАЗЕРНОМ ИМПУЛЬСЕ
Дормидонов А. Е. Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия.

Показано, что наложение сеточного транспаранта в сечении импульса позволяет регуляризировать расположение филаментов в поперечной плоскости и приводит к их групповому возникновению на трассе импульса.

При распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в газообразных и конденсированных средах возникает филаментация - явление, состоящее в пространственной локализации лазерного излучения. Сейчас исследуется возможность использования этих свойств лазерного излучения для разработки новых методов фемтосекундной лазерной технологии в микрофотонике, лазерном зондировании окружающей среды, в дистанционном управлении электрическим разрядом 1.
Нерегулярные мелкомасштабные возмущения в первоначальном распределении плотности энергии импульса и флуктуации оптических параметров среды вызывают хаотическое зарождение филаментов. В результате образуется пучок филаментов, которые случайным образом расположены в плоскости поперечного сечения импульса и начинаются на разных расстояниях от выходной апертуры лазерной системы.2. Стохастический характер многофиламентации приводит к нестабильности сигнала обратного рассеяния, например в фемтосекундных лидарах 3. Возможность пространственной регуляризации хаотически расположенных филаментов с помощью введения периодических возмущений амплитуды была рассмотрена в приближении плоской волны.4.
В настоящей работе для ограниченного пучка исследовано управление многофиламентацией посредством наложения в плоскости поперечного сечения импульса системы регулярных возмущений интенсивности, на которых зарождаются филаменты, несмотря на случайные флуктуации.
Зарождение филаментов рассмотрено в приближении задачи о стационарной мелкомасштабной самофокусировки гауссова пучка со случайными возмущениями и регулярной модуляцией интенсивности. Мощность пучка совпадает с пиковой мощностью фемтосекундного импульса, величина которой определяет начало филамента. Стохастическая филаментация рассмотрена для пучка с поперечным
распределением интенсивности I(x, y) = I0 exp<! - X +2y 1(1 + ^(x, y))2, где ^(x, y) -
I a J
случайные аддитивные изменения амплитуды, распределенные по нормальному закону с нулевым средним и дисперсией а2. Регулярные возмущения светового поля
задавались введением в поперечное сечение импульса транспаранта в виде квадратной сетки с периодом d и непрозрачными штрихами h << d.
На рис.1 приведена выборочная реализация распределения интенсивности в плоскости поперечного сечения пучка, показывающая эффективность упорядочения маской пространственного расположения филаментов. Мощность пучка P = 400Pcr,
где Pcr - критическая мощность самофокусировки, радиус пучка a = 1 мм, длина волны X = 800 нм, дисперсия шума О;, = 0.01. Параметры транспаранта выбраны
таким образом, чтобы на одну ячейку сетки размером d х d приходилась мощность в 3 раза превышающая Pcr . Видно, что расположение филаментов в зашумленном пучке с сеткой близко к их расположению в случае идеального пучка.

rJa х/а xfa
Рис.1. Распределение интенсивности в поперечном сечении пучка. Верхняя строка -первоначальное распределение интенсивности, нижняя - после зарождения филаментов.
Левая колонка - идеальный гауссов пучок с маской (а2 = 0), средняя - зашумленный пучок без маски, правая - зашумленный пучок с маской.
Статистические испытания, выполненные по выборке из 50 независимых реализаций случайного поля ^(x, y), показали, что даже при значениях дисперсий, значительно превышающих дисперсию шума в реальных лазерных импульсах, использование амплитудной маски обеспечивает возникновение филаментов группами при распространении импульса (рис. 2).
<*>>

I I I I I I I I I I I
0,0015 0,0020 0.0025 0,0030 0.0035 ZI ка2
Рис.2. Зависимость среднего числа филаментов < Nf > от расстояния z
Характер зависимости от расстояния z среднего числа филаментов < Nf > в
зашумленном пучке с маской подобен полученному для идеального гауссова пучка с сеткой, в котором возникают сначала 4, затем 12, 16 и т.д. филаментов.
J. Kasparian et al. Science, 301, №61, (2003)
W. Liu et al. New J. of Phys. 6, 6.1-6.22, (2004)
С.А. Шленов и др. Оптика атмосферы и океана, 17, № 8, 630-641, (2004)
В.П. Кандидов и др. Квантовая Электроника, 34, №10, 879-880, (2004)
НОВЫЙ МЕХАНИЗМ ДВУХФОТОННОЙ МОДИФИКАЦИИ
ПРОЗРАЧНЫХ СРЕД УЛЬТРАКОРОТКИМИ ЛАЗЕРНЫМИ
ИМПУЛЬСАМИ
Афанасьев А.В., Кузнецов А.И., Битюрин Н.М. Институт прикладной физики Российской академии наук, Нижний
Новгород, Россия.

Исследован новый механизм двухфотонной модификации диэлектрика фемтосекундным лазерным импульсом. Спектр лазерного излучения обогащается посредством фазовой самомодуляции при распространении в нелинейно-оптической среде. За счет взаимодействия приобретенных новых спектральных компонент повышается эффективность модификации.

Для создания ячеек трехмерной памяти и элементов интегральной оптики необходимо научиться быстро и эффективно локально модифицировать свойства прозрачных сред. Необходимость большой скорости обработки информации обуславливает использование лазерных импульсов минимальной длительности, которыми в настоящее время являются относительно доступные фемтосекундные импульсы. Для локальной модификации предлагается использовать среды, обладающие большими значениями нелинейного показателя преломления и двухфотонного поглощения.
При прохождении фемтосекундных лазерных импульсов через нелинейную среду, обладающую кубической оптической восприимчивостью, за счет фазовой самомодуляции в каждой точке пакета приобретается нелинейный набег фазы. За счет неравномерного распределения интенсивности импульса, а значит, и нелинейного набега фазы, происходит обогащение спектра самого импульса. Тогда наиболее интересным для исследования представляется случай, когда энергии двух фотонов исходного импульса не достаточно для инициализации двухфотонного процесса. В этом случае процессы непосредственной модификации среды исходным импульсом посредством двухфотонного механизма слабы. Однако во время прохождения короткого и интенсивного лазерного импульса через нелинейную среду появляется существенный нелинейный набег фазы, в свою очередь приводящий к уширению спектра самого импульса. В итоге при достаточно большой интенсивности возможен случай включения механизма двухфотонной модификации с участием новых спектральных компонент лазерного импульса. Локализации областей в поперечном и продольном направлении способствует острая фокусировка пучка с мощностью, близкой к критической мощности самофокусировки. Областью наиболее эффективного взаимодействия с нелинейной средой является область, в которой взаимодействовавший со средой пучок приобрел новые спектральные компоненты и интенсивность их еще достаточно велика.
В результате данного исследования выявлены пространственные области работы такого механизма двуфотонной модификации вещества. Определены характерные особенности зависимости протекающего процесса от исходной частотной отстройки. Показано, что результат действия подобного механизма может давать зависимости от энергетических характеристик импульса, в точности совпадающие с результатом непосредственного действия трехфотонных или иных многофотонных механизмов.
DISSIPATIVE SOLITONS IN BRAGG GRATINGS
Tran X.Tr.
Saint-Petersburg State University of Information Technologies, Mechanics and Optics, Saint-Petersburg, Russia.

We develop a numerical approach to find dissipative soliton solutions to the set of nonlinear coupled mode equations of 5th order describing the behavior of electromagnetic waves in dissipative Bragg gratings. This approach allows us to find not only light but also dark and anti-dark dissipative solitons. Stability analysis for them is made. We also obtain the nonlinear Schrodinger equation of 5th order from the set of nonlinear coupled mode equations.

Fiber Bragg grating is recently a subject of intensive research and becomes a very important component of modern telecommunication technology where it's linear properties are ussed. It was shown that Bragg solitons can exist in fiber Bragg gratings 1-4. In these solitons, which can propagate at any velocity between 0 and V, the speed of light in unprocessed fiber, the material nonlinearity balances the grating dispersion. In Bragg gratings if nonlinear refractive index has the following intensity dependence:
nnl = n2I + n312 (1)
where n2,3 are complex numbers in general case, then dissipative Bragg solitons are described by the following nonlinear coupled mode equations(NCMEs):
V ± . 8E± + E+ + + | e+ |2 +2Гх | Em |2)E+ +
V at dz
+ (Ss | E+ |4 +3Sx 1 | Em |4 +4Sx2 | E+ |2| E-+ |2)E+ = 0 (2)
where E+ , E- are amplitudes of the forward and backward propagating modes, V is the group velocity in unprocessed fiber, 82 is related to the linear absorption or amplification, k is the coupling coefficient describing the grating strength, TS>X are, respectively, self- and cross-phase modulation parameters of 3rd order and related to n2, SS,X1,X2 are self- and two cross-phase modulation parameters of 5th order and related to n3. TS>X and SSX1X2 are complex parameters in general case. Hereinafter, for simplicity we assume that TS = Гх = Г=у^ y2, SS = SX1 = SX2 =S= s1 + i s2, where y1>2, s1j2 are real parameters. Conservative NCMEs (2) without terms of 5th order (S=0) and dissipative parameters (52= y2=0) are well studied. Analytical soliton solutions (SSs) to this set of conservative NCMEs are found by Aceves and Wabnitz by suitably transforming SSs to the massive Thirring model 4. In this case, Eqs (2) appear to be nonintegrable and therefore do not have SSs in strict sense. The ones that Aceves and Wabnits have found are solitary-wave solutions. However, hereinafter we will use term "soliton solutions" to Eqs (2) in sense of "solitary-wave solutions".
If terms of 5th order and/or dissipative parameters are included (82, y2 and S are not equal to zero at the same time), Eqs (2) become quite complicated. Dissipative soliton solutions (DSSs) to this set of nonlinear dissipative coupled mode equations of 5th order are subject of this paper.
W. Chen and D.L. Mills, Phys. Rev. Lett. 58, 160 (1987).
C.M. de Sterke and J.E. Sipe, in Progress in Optics, edited by E. Wolf (North-
Holland, Amsterdam, 1944), Vol. XXXIII, pp. 203-260.
D.N. Christodoulides and R.I. Joseph, Phys. Rev. Lett. 62, 1746 (1989).
A.B. Aceves and S. Wabnitz, Phys. Lett. A 141, 37 (1989).
ТЕМНЫЕ И СВЕТЛЫЕ ДИСКРЕТНЫЕ СОЛИТОНЫ В
ОДНОМЕРНЫХ ФОТОННЫХ РЕШЕТКАХ В НИОБАТЕ ЛИТИЯ
Шандарова К.В., Шандаров В.М. Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия.

Одномерные фотонные решетки сформированы в кристаллических образцах LiNbO3:Fe. Экспериментально исследованы особенности дискретной дифракции и пространственного самовоздействия световых пучков в таких решетках для света с длиной волны 633 нм.

Дифракция световых пучков в периодических структурах связанных оптических волноводов в линейном и нелинейном режимах привлекает в последнее время значительное внимание. В экспериментах использовались волноводные решетки на основе арсенида галлия 1 и оптически индуцированные фотонные решетки в кристаллах стронций - бариевого ниобата 2. Последний имеет большие электрооптические коэффициенты, быстрый фоторефрактивный отклик и сильную анизотропию электрооптического эффекта. Однако размеры его образцов не превышают 10^15 мм, а дрейфовый механизм фоторефракции требует внешних электрических полей с напряженностью до 10 кВ/см. Целью данной работы явилось исследование поведения световых пучков в оптически индуцированных одномерных фотонных решетках в ниобате лития (LiNbO3). Фоторефрактивная нелинейность LiNbO3 обусловлена фотовольтаическим эффектом и не требует внешнего электрического поля, а размеры образцов могут достигать 150 мм.
Одномерные фотонные решетки в LiNbO3 формировались в стандартной двухпучковой схеме фоторефрактивной записи. Обыкновенно поляризованный луч He-Ne лазера (П=633 нм, P0˜1 мВт) расщеплялся на два пучка, формирующих интерференционную картину с периодом Л = X/ sin 9 и вектором решетки, направленным вдоль оптической оси. Фоторефрактивная решетка, по сути, является системой связанных планарных оптических волноводов. При исследовании светового поля на выходе решетки необыкновенно поляризованный световой пучок фокусируется на входную грань кристалла линзами с фокусным расстоянием от 30 до 200 мм. Световое поле на выходной грани кристалла фиксируется ПЗС камерой.
Эффект самовоздействия световых пучков исследовался при их мощности 10 -50 мкВт. Самодефокусирующая фоторефрактивная нелинейность LiNbO3 позволяет реализовать темные пространственные солитоны при распространении света в области нормальной дискретной дифракции, а эффект самофокусировки и светлые пространственные солитоны - в области аномальной дифракции. На рис.^ показаны направления света для наблюдения темных (1) и светлых (2, 3) пространственных солитонов. Рис.1Ь иллюстрирует эффект самодефокусировки пучка при его распространении вперед в решетке с П = 15 мкм. Здесь световой пучок мощностью ˜15 мкВт возбуждает 5 волноводных слоев и расплывается с течением времени из-за фоторефрактивного самовоздействия. Темные дискретные пространственные солитоны формируются при тех же направлении света и параметрах пучка, если световое поле половины апертуры пучка имеет фазовый сдвиг ? относительно его другой половины (рис.^ для той же самой решетки).
Самофокусировка пучков изучалась при распространении света в области аномальной дифракции (стрелки 2 и 3 на рис.^). Свет возбуждается в решетке в

направлении, близком к углу Брэгга. Ширина пучка - 70 + 120 мкм, возбуждаются 4^6 волноводных слоев. Период решетки - ^=15 мкм, мощность пучка - 20^50 мкВт (рис.2). В линейном режиме, т. е. в первые моменты времени, световое поле на выходной грани (t=0) представляет собой сумму полей прошедшего пучка и брэгговского отражения. С течением времени структура поля изменяется с сильной локализацией ее частей в окрестности брэгговского направления (рис.2, t=180 минут). Это стадия формирования светлого дискретного солитона у края первой зоны Бриллюэна. В течение эксперимента наблюдается перераспределение интенсивности света, и на некоторой стадии распределение поля соответствует светлому щелевому пространственному солитону3.

t=100 min
b с
Рис. 1 . a) направления светового пучка для
наблюдения дискретной самодефокусировки
(1) и самофокусировки в режиме аномальной
дифракции(2,3); b) самодефокусировка
пучка света для направления (1), t=0, 30, 90
мин; c) формирование темного солитона

Результаты показывают, что LiNbO3 открывает новые возможности в изучении нелинейного взаимодействия света в системах связанных оптических волноводов, одномерные и двумерные фотонные решетки в нем могут быть оптически индуцированы с использованием фотовольтаического механизма фоторефракции.
F. Lederer, Y. Silberberg, Opt. & Photon. News 2, 48-53 (2002).
D. Neshev, E. Ostrovskaya, Yu. Kivshar, W. Krolikowski, Opt. Lett. 28, 710-712
(2003).
3. Mandelik, R. Morandotti, J. S. Aitchison, Y. Silberberg, Phys. Rev. Lett. 92,
093904 (2004).

ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ И УДВОЕНИЕ ЧАСТОТЫ СВЕРХКОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ ПРИ РАССТРОЙКЕ
СКОРОСТЕЙ
Черных В. А., Сухоруков А.П. Московский Государственный Университет им. М.В. Ломоносова,
Москва, Россия.

Исследуются эффекты дифференцирования профиля и удвоения частоты сверхкоротких импульсов в первом приближении теории дисперсии. Рассматривается компенсация расстройки скоростей двух волн в средах с периодически инвертированными слоями. Аналитическая теория подтверждается данными численных экспериментов.

В оптических кристаллах с квадратичной нелинейностью на взаимодействие обыкновенной и необыкновенной волн малой длительности оказывает влияние, прежде всего, рассогласование скоростей распространения. Для описания динамики нелинейного распространения связанных волн мы применяем метод медленно меняющихся профилей. В данной работе мы анализируем эффекты дифференцирования коротких видео-импульсов и удвоения частоты волновых пакетов с малым числом периодов. Впервые исследовано протекание указанных эффектов в слоистых средах, составленных из периодически расположенных инвертированных слоев.
Будем описывать динамику коротких импульсов с помощью следующей системы для медленноменяющихся профилей V и U в нормированном виде:

dV dV пd(UV) дU 0дV:
dz д® д® dz 2 д®
(1)

где z - пространственная координата вдоль направления распространения,
® = t — z/cU - время, 0 - коэффициент нелинейности, V — cv cu - расстройка
обратных величин скоростей.
Будем считать, что вторая компонента много больше первой: V >> U. Тогда можно найти полное решение уравнений (1) в следующем виде:
V — V)(© — vZ ), U — А^2(®) — V2(© — vZ)]. (2)
2 v
При малых VZ наблюдается эффект дифференцирования профиля. В этом случае решение (2) можно переписать в следующем виде:
тт 021 дV02(®) 2 д®
Этот эффект показан на рис. 1а для гауссова профиля первой компоненты
2 2
V — V0 exp(—®2 / Г02). Видно, что в результате операции дифференцирования
возбужденный импульс становится биполярным.
Далее был проанализирован эффект удвоения частоты, при подаче на вход
среды волнового пакета в виде V — V0 exp(—(910 / 7010)sm(<x> ®) .

0,0002


0,0001


0,0000


-0,0001


-0,0002
0,000006 ¦
j
0,000004 ¦ 0,000002 ¦
0,000000
-0,000002. -0,000004 ¦
-0,000006
0,0

0,5
1,0
9








1,5










2,0

®

а)
б)

Рис. 1. а) Профиль волны U после дифференцирования гауссова импульса среде с параметрами 0 — 1, vZ — 0.01; б) Профиль волнового пакета U , возбуждаемого на
удвоенной частоте в среде с параметрами 0 — 1, V — 10, С — 10п
В этом случае из-за расстройки скоростей происходят пространственные биения амплитуды и дифференцирование профиля второй компоненты (рис. 1б). Можно рассчитать длину когерентности. Она равна:

4cv
(4)

Эта величина совпадает с полученной нами длиной когерентного взаимодействия из численных экспериментов.
Эффективность удвоения частоты увеличивается в слоистой среде с периодически инвертированными слоями. В этом случае от слоя к слою меняет знак нелинейности, как в фотонном кристалле. Ширина каждого слоя равна длине когерентности (4).
Таким образом, в нелинейной среде при взаимодействии двух компонент можно дифференцировать профиль волны и эффективно возбуждать вторую гармонику. Расстройку скоростей можно компенсировать чередованием слоев с противоположной ориентацией, аналогично фотонным кристаллам.
ОСОБЕННОСТИ САМОФОКУСИРОВКИ И ДВУХВОЛНОВОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В РЕЗОНАНСНЫХ СРЕДАХ
Горбач Д.В., Романов О.Г. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь.

Определены спектроскопические условия проявления процесса самофокусировки световых пучков в многоуровневых резонансных средах. Проанализированы различные режимы когерентного и некогерентного двухволнового взаимодействия в условиях самофокусировки.

Существенное влияние на структуру и устойчивость пространственных солитонов оказывает тип нелинейности вещества, в котором происходит распространение мощного лазерного пучка.. Наиболее реальной моделью оптической нелинейности является модель с насыщением зависимости изменения показателя преломления и коэффициента поглощения от интенсивности. Одним из примеров систем, в которых проявляется насыщение нелинейных свойств вещества, является взаимодействие мощного лазерного излучения с многоуровневыми резонансными средами.
В работе проведено теоретическое исследование процессов самофокусировки световых пучков в резонансных средах и взаимодействия локализованных пучков в схеме двухволнового смешения. Проанализировано влияние спектроскопических характеристик среды на условия проявления эффектов самофокусировки в многоуровневых резонансных средах, изучены особенности взаимодействия поляризованного излучения с изначально изотропной нелинейной средой в условиях сильного насыщения резонансного перехода и одновременного учета дифракционных эффектов, методами численного моделирования проанализированы различные режимы когерентного и некогерентного взаимодействия локализованных световых пучков..
При численном анализе определены следующие характерные режимы взаимодействия сфокусированных световых пучков: частичное отражение двух сформированных солитонов друг от друга, взаимная дифракция солитонов на неоднородностях показателя преломления, двухканальное волноводное распространение и периодическое изменение направления распространения двух солитонов. Для сред с дефокусирующим типом нелинейности обнаружен режим формирования темных пространственных солитонов при когерентном двухпучковом взаимодействии.

ГЕНЕРАЦИЯ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ В АКТИВНО-НЕЛИНЕЙНЫХ КРИСТАЛЛАХ С РЕГУЛЯРНОЙ ДОМЕННОЙ
СТРУКТУРОЙ
Деткова В. М.
НИИ Лазерных исследований Санкт-Петербургского государственного университета, Санкт-Петербург, Россия.

Рассмотрена теория генерации второй гармоники в активно-нелинейных кристаллах с регулярной доменной структурой. Представлены результаты теоретического исследования квазисинхронных процессов в периодически поляризованном кристалле LiNbO3. Целью работы является разработка лазера на основе LiNbO3 с регулярной доменной структурой.

Разработка и создание новых лазерных материалов, позволяющих эффективно генерировать излучение с новыми длинами волн, всегда представляло и представляет одну из основных задач квантовой электроники, физики лазеров и лазерной физики. В настоящее время активно развиваются работы по созданию и исследованию принципиально новых лазерных материалов, сочетающих в себе как свойства активирующего иона (в основном, редкоземельного), нелинейные свойства материала (например, генерация гармоник, суммарных и разностных частот), так и геометрические факторы, способные существенно изменить оптические характеристики исследуемого объекта (фотонно-кристаллические материалы, т.е. материалы, имеющие запрещенную зону). Создание фотонного кристалла, обладающего оптической запрещенной зоной, в «обычном» оптическом материале позволяет не только существенно изменить его оптические свойства, но и, кроме того, наблюдать оптические процессы которые в принципе не могли проходить в исходном материале.
Использование периодически неоднородных (фотонных) нелинейных и активно-нелинейных кристаллов, в которых путем подбора периода модуляции нелинейных восприимчивостей можно осуществить квазисинхронные взаимодействия световых волн, позволяет существенно расширить число практически реализуемых нелинейно-оптических процессов с высокой эффективностью 1-4.
Из всех известных на сегодняшний день кристаллов с регулярной доменной структурой (РДС), безусловно, наиболее перспективными материалами для нелинейно-оптических применений, использующих квазифазовый синхронизм, являются объемные периодически поляризованные сегнетоэлектрические кристаллы LiNbO3 с регулярной доменной структурой (так называемый «периодически поляризованный ниобат лития» — ППЛН). Регулярная доменная структура в кристалле ниобата лития может быть создана либо в процессе роста кристалла либо методом последующей переполяризации внешним электрическим полем 2'3'5'6. Полученные таким способом кристаллы могут использоваться для квазисинхроной генерации оптических гармоник и параметрического преобразования частоты лазерного излучения. Одно из главных преимуществ подобных нелинейно-оптических материалов заключается в том, что квазисинхронные взаимодействия позволяют исключить эффект сноса излучения основной волны и волны второй гармоники, а также реализовать условие группового синхронизма при генерации второй гармоники.

Для ППЛН возможны режимы стационарной генерации в процессах самопреобразования частоты: самоудвоение частоты лазерной генерации, сложение частот с участием волны накачки, а также последовательный процесс генерации третьей гармоники и параметрическое усиление при низкочастотной накачке.
В данной работе выполнены расчеты для РДС-кристалла LiNdОз (легированного различными редкоземельными ионами) и определены оптимальные периоды модуляции квадратичной нелинейной восприимчивости Л для заданных порядков квазисинхронизма т (при расчетах использовалось ее—е -взаимодействие)
Использование активированного ППЛН дает практическую возможность получить эффективное преобразования излучения лазеров в область минимальных потерь (а так же нулевой дисперсии в ряде оптических волокон) вблизи длины волны излучения 1,5 мкм, широко используемой на практике для волоконных коммуникационных систем.
Результатом работы, в перспективе, будет являться разработка на основе выполненных расчетов малогабаритного лазера с диодной накачкой на базе активированного кристалла ниобата лития с РДС для использования, например, в научных исследованиях (спектроскопия, рамановская спектроскопия и т. п.), лидарных лазерных системах, системах пожарооповещения и системах открытой и закрытой (волоконно-оптических линиях) оптической связи.
J. Capmany, Apl. Phys. Lett., V.78, 144-147, (2001).
Н.В. Кравцов, Г.Н. Лаптев, Е.Ю. Морозов, И.И. Наумова, В.В. Фирсов, Квантовая электроника, 29, 95-99, (1999).
L. Barraco, A. Grisard, E. Lallier, P. Bourdon, J.-P. Pocholle, Opt. Lett., V.27,
1540-1546, (2002).
Н.В. Кравцов, Г.Н. Лаптев, И.И. Наумова, А.А. Новиков, В.В. Фирсов, А.С. Чиркин, Квантовая электроника, 32, 923-931, (2002).
K.S. Abedin, T. Tsuritani, M. Sato, H. Ito, Apl. Phys. Lett.. V.70. 10-19, (1997)
J. Capmany, D. Calljo, V. Bermudez et all., Apl. Phys. Lett.. V.79. 293-298 (2001)

ЗАПИСЬ СТАЦИОНАРНЫХ ГОЛОГРАФИЧЕСКИХ РЕШЕТОК В
ПОЛИМЕРНЫХ ПЛЕНКАХ
Русинов А.П.
Оренбургский государственный университет, Оренбург, Россия.

Исследована запись стационарных голографических решеток наносекундными импульсами неодимового лазера в полимерных пленках окрашенных ксантеновыми красителями. Определен пространственный профиль штриха инициируемой решетки. Предложена математическая модель, корректно описывающая экспериментальные результаты.

Запись стационарных решеток протекает по нескольким механизмам, наиболее важны из них термопластический механизм, приводящий к модификации поверхности полимера и образованию рельефной фазовой решетки и фотохимический механизм, приводящий к фотообесцвечиванию фотохрома и, как следствие, к изменению показателя преломления и коэффициента поглощения матрицы. (т. е. к записи фазовой и амплитудной решетки соответственно). Нами будет рассматриваться второй механизм и запись чисто амплитудной решетки как наиболее ярко проявляющийся в эксперименте.
Решетка записывалась импульсами второй гармоники лазера на ИАГ Nd3+ (532 нм). Угол схождения пучков равен 8о, тогда период записываемой решетки -Л — Л/(2sin(5/2)) а;/1/5=3,8 мкм. Через область инициирования пропускался луч He-Ne лазера, восстанавливающий записанную решетку. Интенсивность дифракционных максимумов измерялась фотодиодом после каждого импульса накачки. На основе данных измерений нами восстановлен профиль записанной решетки как промодулированного коэффициента поглощения и вычислено пространственное распределение прореагировавшего фотохрома. Исследована эволюция этого профиля в зависимости от числа импульсов накачки. В качестве образцов выступали тонкие (толщина 10-20 мкм) полимерные пленки поливинилового спирта, поливинилбутираля и лизоцима окрашенные ксантеновыми красителями эозином, эритрозином и родамином 6G (с=4-8 10-3 моль/л).
Теоретическое описание процесса строилось на основе нахождения динамики населенностей в трехуровневой системе с тремя выделенными уровнями: 0 -основной, S - первый возбужденный синглетный, T - нижний по энергии триплетный. Решение находилось в рамках квазистационарного режима населенностей в подсистеме S-уровней [1]. Дополнительно учитывалась возможность перехода красителя из триплетного состояния T сильной валентной ненасыщености в новое химическое состояние F со скоростью Kf. При этом считалось, что прореагировавший фотохром полностью перестает поглощать свет на длине волны накачки, и начинает сильно поглощать свет на длине волны пробного лазера (что достаточно хорошо согласуется с экспериментом).
Световое воздействие на систему представлялось в виде прямоугольных импульсов накачки с постоянной интенсивностью и длительностью t0. Пространственный профиль пучка накачки выбирался в виде I(x) — I0[1 + a • cos(2nx/Л)] [2]. Общий квантовый выход красителя в триплетное состояние находится как [1]

г/ + KST + 2d(x)' где KST - скорость интеркомбинационной конверсии S˜>T, ts - время жизни S-
состояния, а - сечение перехода 0->S. Доля красителя, не испытавшая фотохимическое превращение за один импульс накачки записывается в виде,
т-1 + Kf exp(- Ф T (x)aI(x)t0)
a( x, t o) = -1 ,
T- + Kf
где tt - время жизни —-состояния.
Тогда концентрация непрореагировавшего фотохрома в зависимости от числа импульсов накачки определяется как,
"dye (X 0 = П0 X, t0)' ,
а концентрация обесцветившегося фотохрома - как,
Пphoto (X, i) = П0 (l -a(X, 10)' ) ,
где n0 - начальная концентрация, и i=1, 2, 3, ....
Зная пространственный профиль голографической решетки из фотообесцвеченного красителя, можно найти ее дифракционную эффективность в максимумы различных порядков. Подобная задача решена в [2], откуда,

Рис. 1. Пространственный профиль решетки Рис. 2. Динамика ДЭГ в максимум 1 порядка
в ПВС с эозином с=8 10-3 моль/л после 1, 2 и в зависимости от количества импульсов
4 импульсов накачки - эксперимент и после накачки (1,2-эксперимент, 3-теория). Пленка
4 импульсов накачки - теория ПВБ с эозином с=4 10-3 моль/л
Таким образом, из рисунков 1,2 видно, что предлагаемая модель достаточно хорошо согласуется с экспериментальными данными и позволяет определять пространственный профиль концентрационной стационарной амплитудной решетки, а также рассматривать эволюцию этого профиля при различном числе импульсов накачки. Работа поддержана грантом РФФИофи (проект № 04-03- 97513).
М.Г. Кучеренко, А.П. Русинов, Квант. электр., 34, №8, 779-784, (2004).
М.Г. Кучеренко, А.П. Русинов, Опт. и спектр., 97, №6, 1026-1033, (2004).
ВЕКТОРНОЕ ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТА НА ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ РЕШЕТКАХ В КРИСТАЛЛАХ
ТИТАНАТА ВИСМУТА
Гусельникова А.В., Шандаров С.М., Плесовских А.М., Ромашко Р.В.*,
Кульчин Ю.Н.* Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия, * Институт автоматики и процессов управления ДВО РАН, Владивосток,
Россия.

Представлены результаты теоретического анализа векторного четырехволнового взаимодействия света на отражательных решетках в кубических фоторефрактивных кристаллах класса силленитов.

Отражательная геометрия двухволнового взаимодействия позволяет увеличить фоторефрактивный отклик кубических кристаллов с диффузионной нелинейностью без приложения внешнего поля1. Векторный характер этого процесса в срезе (100) позволяет реализовать условия синфазности двух решеток, формирующихся при четырехволновом взаимодействии, и может обеспечить эффективное обращение волнового фронта слабого сигнального пучка света. В настоящем сообщении представлена векторная модель четырехволнового взаимодействия света на отражательных фоторефрактивных решетках, формируемых в оптически активных
кубических кристаллах силленитов при встречных взаимно некогерентных пучках
накачки (рис. 1).

Р.
z

Взаимно когерентные волны накачки P+ и сигнала S_, падающие на грани
кристалла x = 0 и x = _d, соответственно, формируют отражательную решетку с
вектором K, параллельным оси x. Вторая волна накачки P_, падающая на границу x = _d, не когерентна с волнами P+ и S_. При распространении волн накачки
точно навстречу друг другу дифракция пучка P_ на фоторефрактивной решетке порождает волну S+ с обращенным волновым фронтом.
Использование в параксиальном приближении представления световых полей в
виде суперпозиции собственных волн с циркулярными векторами поляризации и стандартной методики медленно меняющихся амплитуд для описания

взаимодействия волн на отражательных фоторефрактивных решетках1 позволило получить систему уравнений связанных волн для рассматриваемой геометрии взаимодействия. В общем виде она может быть использована для анализа четырехволнового взаимодействия на отражательных фазовых решетках в кубических фоторефрактивных кристаллах произвольного среза и при произвольной поляризации световых пучков.
Подробный анализ эффективности обращения волнового фронта проведен в приближении неистощаемых пучков накачки P+ и P_ , в отсутствие поглощения света, в кристалле среза (100). Для линейно поляризованных волн с ориентацией
P S
векторов поляризации в кристалле, определяемой углами 3_ (x) и $±_ (x), отсчитываемыми от оси y, получено выражение для коэффициента отражения
s s Is
обращенной волны по интенсивности R = I + (_d)/1_ (_d) на грани кристалла
x = _d. Проведенный численный анализ показал, что для кристалла Bi12TiO20:Fe,Cu, характеризуемого экспоненциальным коэффициентом двухпучкового усиления 6.8 см-1 и удельным оптическим вращением 6.34 град/мм на длине волны 633 нм1, имеющего толщину d = 2.6 мм, коэффициент отражения
S
достигает максимального значения R = 5.27 при оптимальных поляризационных углах 3__ (_d)= - 540, Зр (0)= - 340 и 3_S (_d)= - 510.
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке РФФИ (грант № 05-02-16589-а).
1. Плесовских А.М., Шандаров С.М., Мартьянов А.Г., Мандель А.Е., Буримов Н.И., Шаганова Е.А., Каргин Ю.Ф., Волков В.В., Егорышева А.В. Квантовая электроника, 35, 163-168 (2005).

ТЕРМОИНДУЦИРОВАННОЕ АНОМАЛЬНОЕ ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ В КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ
Криштоп В.В., Строганов В.И., Литвинова М.Н., Ефременко В.Г. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
г.Хабаровск, Россия

Показано, что в кристалле ниобата лития при нагревании возникают области аномального двулучепреломления, что приводит к появлению областей, в которых кристалл становится двуосным, плоскости оптических осей соседних областей расположены под углом 90 градусов. Это явление обусловлено реальной структурой кристалла.

Для практических приложений чрезвычайно важна оптическая однородность используемых образцов. В работе 1 проанализирована природа возникновения оптической неоднородности (остаточный световой поток). Авторы связывают возникновение остаточного светового потока (ОСП) в направлении оптической оси LiNbO3 с существованием локальных областей, обладающих двулучепреломлением.
Нами было исследовано термоиндуцированное двулучепреломление ниобата лития методом наблюдения коноскопических фигур 2. Обнаружено, что вид коноскопических фигур, наблюдаемых вдоль оптической оси, зависит от координаты точки сканирования. После нагревания кристалла в нем формируются области двуосного кристалла. Угол между индуцированными осями порядка нескольких градусов. Характерной особенностью является тот факт, что плоскость оптических осей и угол между оптическими осями не являются постоянными по объему кристалла. При сканировании луча лазера вдоль грани XY кристалла угол между осями сначала возрастает, затем, достигнув максимума, уменьшается до полного исчезновения (область одноосного кристалла). В эксперименте наблюдалось несколько областей аномального двулучепреломления. Такое периодическое распределение двулучепреломления можно получить в кристалле ниобата лития при наложении внешнего электрического поля перпендикулярно оптической оси с периодическим изменением полярности. Проведенные оценки показывают, что величина эквивалентного электрического поля составляет порядка 5 кВ/см.
Полученные результаты укладываются в модель 3, предполагающую существование областей, ориентированных в направлении, отличающемся на доли градуса от общего направления оптической оси. Вследствие пироэлектрического эффекта при нагревании кристалла возникает электрическое поле, направленное вдоль полярной оси отдельных доменов. Вследствие разориентировки доменов по толщине кристалла возникает перпендикулярная составляющая электрического поля, приводящая к возникновению поперечного электрооптического эффекта. В результате этого отдельные области кристалла становятся двуосными.
Б.Б. Педько, Н.Ю. Франко, И.И. Сорокина, И.Я. Хохонина //Тез. докл. ВКФС-XV, г. Ростов-на-Дону, г.Азов., 37, (1999).
О.Ю. Пикуль, Известия вузов. Приборостроение, 46, №12, 78-81, (2004).
A.I. Otko, A.E. Nosenko, R.M. Gumennyi, I.V. Stasyuk, I.M. Solskii //ISFD 4, Vienna. 58, (1996).
ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ ИЗОБРАЖЕНИЯ
В СВЕТОВОДЕ С ТЕПЛОВОЙ НЕЛИНЕЙНОСТЬЮ
Харская Т.Г., Ивахник В.В., Никонов В.И. Самарский государственный университет, Самара, Россия.

Получено выражение для функции размытия точки (ФРТ) вырожденного четырехволнового преобразователя излучения в световоде на тепловой нелинейности. Для двумерного световода с бесконечно проводящими стенками проанализирована зависимость вида ФРТ от параметров световода, модовой структуры волн накачки.

Интерес к изучению четырехволнового взаимодействия в многомодовых световодах обусловлен возможностью получения с высокой эффективностью волны с обращенным волновым фронтом при использовании сравнительно маломощных источников. В приближении заданного поля по волнам накачки система уравнений, описывающая четырехволновое взаимодействие, линеаризуется относительно комплексных амплитуд сигнальной и объектной волн, поэтому качество обращения волнового фронта полностью описывает ФРТ [1].
Вырожденное четырехволновое взаимодействие СО + С _ С = С описывается скалярным волновым уравнением с изменяющимся за счет тепловой нелинейности показателем преломления. Волновое уравнение дополняется уравнением Пуассона, описывающим изменение температуры, наведенное взаимодействующими волнами. Изменение температуры представляется в виде суммы медленно и быстро осциллирующей в пространстве составляющих. Взаимодействующие волны и быстро осциллирующая составляющая температуры раскладываются по модам невозмущенного световода.
При условии малого коэффициента отражения и отвода тепла от граней световода получено выражение, описывающее изменение температурного поля в зависимости от поперечной и продольной координат и выражение для функции размытия точки четырехволнового преобразователя излучения, расположенной на передней грани световода.
Численный анализ, как температурного поля, так и функции размытия точки проведен для световода толщиной 2а с бесконечно проводящими стенками при условии отвода тепла от граней световода.
Показано, что вид температурного поля наряду со структурой волн, записывающих голограмму, существенным образом зависит от интеграла перекрытия, определяющего эффективность взаимодействия трех мод световода. При фиксированных номерах мод волны накачки (n) и сигнальной волны (к) наиболее эффективно преобразуются моды тепловой решетки с номерами, равными
сумме p = |n + к| или разности p = |n _ к| номеров мод накачки и сигнальной
волны.
Интерференция одномодовой волны накачки с номером n и к - ой моды сигнальной волны приводит к периодическому изменению вдоль оси световода интенсивности с периодом

Л{(п + к + 2 )(n _ к)}

Здесь Л - длина волны. Если номер одномодовой волны накачки четный, то

периоды интенсивностей кратны величине Az = . Именно с таким периодом
Л
решеток с периодами Az (n, n +1)
меняется температуры вдоль оси световода. В случае нечетной одномодовой волны накачки изменение температуры вдоль оси световода в основном определяется интерференцией волны накачки с модами сигнальной волны с номерами к = n +1 и к = n — 1. Поэтому изменение температуры можно представить в виде суммы двух

Функция размытия точки является результатом дифракции в световоде с
показателем преломления, изменяющимся в соответствии с изменением теплового
поля, второй волны накачки. Анализ ФРТ показывает, что условие фазового синхронизма устанавливает однозначную связь между номером моды объектной волны (l) и номерами мод накачки, сигнальной волны:
l = к + m — n.
Дополнительное требование на номера мод взаимодействующих в волноводе волн
|n ± к\ = p = 0,1
вытекает как из условия, что максимальный вклад в изменение температуры, а значит и ФРТ, дает мода волновода с номером p = 0 (номер моды первой волны
накачки четный) или p = 1 (номер моды первой волны накачки нечетный).
Для одномодовых волн накачки показано, что вид ФРТ определяется в
основном одной (номер моды первой волны накачки четный) или двумя (номер моды первой волны накачки нечетный) модами световода. Для ФРТ, модуль которой спадает с увеличением поперечной координаты, получены зависимости ширины модуля ФРТ, определяющей разрешающую способность четырехволнового преобразователя излучения, от длины и ширины световода.

1. Воронин Э.С., Ивахник В.В., Петникова В.М., Соломатин В.С., Шувалов В.В. Квантовая электроника, 6, №9, 2009, (1979).

GENERATION OF HARMONICS DURING NONLINEAR REFLECTION OF TWO FEW-CYCLE LIGHT PULSES WITH DIFFERENT SPECTRAL COMPOSITION
Yastrebova N.V. St.-Petersburg State University of Informational Technologies, Mechanics and Optics, Saint-Petersburg, Russia.

The interaction of pulses comprising merely a few field oscillation cycles with different spectral composition and intensity during reflection from the transparent medium with nonresonant nonlinearity and arbitrary dispersion of linear index of refraction is modeled. Peculiarities of high harmonics generation during reflection are demonstrated.
Spectral approach is used in this work for analysis of reflection of extremely short light pulses (ESP)1. Generalized Fresnel's formula:
(1)
Gr(0,co) = (GiM + 02(0,(0))n{a>\"^- ( Z®, Л(Г Г Oi(0,m-a)Gi(0,a-e)Gl(0,e)dadp+r^

where G12 (0,a) and Gr (0,®) - spectra of incident and reflected pulses at the boundary of media (when z = 0), «1(()and n2(a) - dependences of media's linear indices of refraction from frequency a, x-nonlinear susceptibility of the second medium, allows to calculate spectrum of the pulse, reflected from nonlinear medium with arbitrary linear dispersion without solving of not simple problem about evolution of refracted pulse.
On the base of dependence between parameters of bordering media, spectra of incident pulses and spectrum of the reflected pulse (1) simultaneous reflection of two gauss ESP on main and doubled frequencies (fig.1) is modeled on the assumption of different ratio of electrical fields' intensities: I(E1) = 21 (E2) (fig. 2), I(E1) = I(E2) (fig. 3а),
21 (E) = I(E2) (fig. 3b).

a)
b)





Fig. 1. Normalized electrical field of incident pulses on main (a) and doubled (b) frequencies and their total spectral density (c) when I (E1) = 2I (E2).
As evident from pictures, change of ratio of incident pulses' intensities allows to change reflected harmonics' ratio.



Gr
02


0.1
"1—i—i—i—г





J I I L
) 2 4 6
tit/at о
Fig.2. Spectral density of reflected radiation during I (E1) = 2I (E2).

a) b)
Fig.3. Spectral density of reflected radiation during I(E1) = I(E2) (a) and 2I(E1) = I(E2) (b).

1. Yastrebova N.V., Shpolyanskiy Yu. A., Kozlov S.A. // Optical Journal, Т. 71, N6, 78-83, (2004).

ФЕМТОСЕКУНДНОЕ ЛАЗЕРНОЕ МИКРОСТРУКТУРИРОВАНИЕ ПОВЕРХНОСТИ КРЕМНИЯ
Остапенко И. А., Заботнов С. В. Физический факультет Московского государственного университета им. М. В. Ломоносова, Москва, Россия.

Изучены упорядоченные микроструктуры, полученные на поверхности
кремния в результате ее облучения фемтосекундными лазерными импульсами. Показано, что морфология микроструктур определяется исключительно поляризацией структурирующего излучения. Измерены ориентационные зависимости сигнала третьей гармоники в микроструктурах и спектры их фотолюминесценции.

Формирование упорядоченных низкоразмерных структур на поверхности полупроводников без привлечения литографических технологий является актуальной проблемой современной микроэлектроники. Для достижения этой цели многообещающим представляется использование сверхкоротких лазерных импульсов (см. работы 1-3). Целью данного исследования стало получение с помощью фемтосекундного лазерного облучения упорядоченных микроструктур на поверхности кремния и изучение их структурных свойств.
Рис. 1. Поверхность кремния после фемтосекундного лазерного облучения Облученные области образца демонстрировали фотолюминесценцию в
видимом диапазоне с временем жизни порядка нескольких микросекунд, что указывает на возникновение в результате лазерного воздействия не только микро-, но и наноструктур.
Были получены ориентационные зависимости сигнала третьей оптической гармоники, генерируемой сформированной микроструктурой (рис. 2). Для кристаллического кремния в ориентационной зависимости наблюдаются четыре
В экспериментах использовалась фемтосекундная лазерная система на основе кристалла Спфорстерита (длина волны 1.25 мкм, длительность импульса 80 фс, энергия импульса 250 мкДж, частота 10 Гц). Пластина монокристаллического кремния с ориентацией поверхности (100) в течении 2 минут подвергалась облучению лазерными импульсами. Диаметр экспонируемой области составлял около 100 мкм. В результате облучения на поверхности сформировалась хорошо упорядоченная ребристая структура с периодом около 1 мкм. При этом направление полос было перпендикулярно поляризации падающего излучения и не зависело от ориентации кристаллографических осей образца (изображение поверхности, полученное в электронном микроскопе, приведено на рис.1).


ярко выраженных максимума. Ориентационная зависимость для микроструктуры, полученной в результате лазерного облучения поверхности, заметно меньше по уровню сигнала и обладает лишь двумя ярко выраженными максимумами, соответствующими направлению сформированных ребер микроструктуры. Ослабление сигнала третьей гармоники, по-видимому, связано с уменьшением нелинейно-оптического отклика в результате лазерно-индуцированного образования дефектов в веществе. Сильная вытянутость зависимости в направлении, параллельном ребрам, объясняется влиянием факторов локального поля, действующего в рассматриваемой структуре.

270

Рис. 2. Ориентационные зависимости интенсивности третьей гармоники для микроструктуры и кристаллического кремния при одинаковых условиях фокусировки зондирующего излучения на образец. Сплошная кривая является теоретической аппроксимацией для кристаллического кремния с ориентацией поверхности (100)
Таким образом, нами показана возможность микро- и наноструктурирования кремния при его облучении фемтосекундными лазерными импульсами, а также возможность диагностировать сформированные структуры с помощью метода генерации третьей гармоники.
Авторы благодарны Г.Д. Шандыбиной, Л. А. Голованю, В.Ю. Тимошенко и П.К. Кашкарову за плодотворные дискуссии. Работа была поддержана проектами РФФИ №№ 04-02-08083 и 05-02-17035.
J. Bonse, S. Baudach, J. Kruger, W. Kautek, M. Lenzner, Appl. Phys. A, 74, 19-25 (2002).
F. Costache, S. Kouteva-Arguirova, J. Reif, Appl. Phys. A, 79, 1429-1432 (2004).
A.P. Singh, A. Kapoor, K.N.Tripathi, G.R. Kumar, Optics and Laser Technology,
34, 37-43, (2002).
КОЭФФИЦИЕНТ ПОГЛОЩЕНИЯ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ВНУТРИ СЛАБОПОГЛОЩАЮЩЕЙ ВОДНОЙ МИКРОЧАСТИЦЫ ПРИ ЕЁ ОПТИЧЕСКОМ ПРОБОЕ
Апексимов Д.В., Гейнц Ю.Э., Землянов А.А. Институт оптики атмосферы СО РАН, г. Томск, Россия.

Были установлены размеры и локализации плазменных очагов в микрочастице при воздействии на неё фемтосекундных лазерных импульсов. Проведены расчеты коэффициента "плазменного" поглощения, а также его усредненного по объему капли значения.

При воздействии на слабопоглощающую частицу мощного лазерного излучения формируются плазменные очаги, как в теневой, так и в освещенной полусфере капли, которые являются областями активного поглощения лазерного излучения. Размеры данных очагов определяются по уровню интенсивности внутреннего оптического поля капли (см.рис.1).

ю--i—, . 1 . 1 . 1 . г
10 20 30 40 50
aQ, мкм
Рис. 1. Зависимость отношения объёма плазмообразования к объёму микрочастицы от размера капли (а) освещенная (б) теневая полусфера, при облучении частицы фемтосекундным лазерным импульсом.
На основе численного решения скоростного уравнения для концентрации электронов плазмы в каждой точке частицы с привлечением нестационарной теории Ми был определён пространственно-временной профиль коэффициента "плазменного" поглощения, а также его усредненное по объему капли значение. Расчёт пространственного распределения коэффициента поглощения производится по формуле
,s e2z 1 J I (r, t )p(r, t )dt
a(r) ˜ c j
mscn0 1 + (a>rc)2 JI(r, t)dt
где e и m заряд и масса электрона соответственно, со - частота лазерного излучения; тс - время между столкновениями электронов и ионов, с - скорость света, s -универсальная электрическая постоянная, n0 - показатель преломления среды, p(r,t) -концентрация электронов, I(r,t) - интенсивность внутреннего поля частицы.

Оказалось, что с переходом от пико- к фемтосекундным длительностям лазерного импульса плазменные области становятся более локализованными в пространстве частицы. При этом максимальный объемный коэффициент «плазменного» поглощения составляет ˜ 2 мкм-1, а его среднее значение падает от ˜ 1 мкм-1 для пикосекундного импульса до ˜ 0.1 мкм-1 для импульса с длительностью 50 фс (см.рис.2).

б)

-3 mkm 6 mkm ¦ 10 mkm
08
л to
0.7 0.6 0.5 04
v
0.3
0 2
0.1
0.0
-0 1
1E12
I , W/m2
о
Рис. 2. Зависимость среднего значения объёмного коэффициента "плазменного" поглощения частиц разного размера от интенсивности падающего излучения (а) пикосекундный режим tp = 1 пс (б) фемтосекундный режим tp = 50 фс.
Работа выполнена при финансовой поддержке гранта РФФИ № 03-05-64228 и гранта молодым ученым ИОА СО РАН.
ЧАСТОТНО-НЕВЫРОЖДЕННЫЕ ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ СОСТОЯНИЯ БИФОТОНОВ
Е.В.Морева, Г.А.Масленников, С.П.Кулик, Р.Ф.Галеев Московский Инженерно-Физический Институт (технический университет), Москва, Россия, Московский государственный университет им. М.В.Ломоносова,
Москва, Россия.

Теоретически разработан и экспериментально реализован метод восстановления произвольного квантового состояния четырехуровневой оптической системы в коллинеарном, невырожденном по частоте режиме генерации спонтанного параметрического излучения. Высокая точность восстановления состояний (свыше 95%) свидетельствует об адекватности предложенных процедур реконструкции квантового состояния системы.

В последнее время в литературе широко обсуждаются методы реконструкции квантовых состояний индивидуальных квантовых объектов1-3. Такие оптические системы составляют широкий и очень привлекательный, с точки зрения передачи и хранения квантовой информации, класс состояний. Такой интерес, кроме чисто фундаментальных аспектов, вызван повышением стойкости существующих квантовых систем распределения ключа (по отношению к некоторым классам атак на ключ).
В настоящей работе исследовались частотно-невырожденные, коллинеарные состояния бифотонов, образующиеся в результате спонтанного параметрического рассеяния (СПР). Вектор состояния бифотонного поля в произвольном чистом поляризационном записывается в виде:
|ЧЛ = с Я , Ип) + с2\ Я , Vn ) + c3 Vn , Я ) + с4
4
где сг = |с. | ехр(/фг} и ^\с\ = 1.
г=1
Поскольку состояние (1) представляется в виде разложения по четырем базисным состояниям, оно получило название кукварт (ququart), по аналогии с кубитом (qubit) и кутритом (qutrit) - состояниями двух- и трехуровневых систем, соответственно.
Свойства двухмодового бифотонного поля полностью определяются матрицей когерентности, предложенной Клышко4.
( A EF G Л


K =
E F* G*
B
I' K *
I K
C L L D
(3)

(4)
(5)
A = ^ a+ a+a1 a^j, B = (d+K+ciy b2 ^, C = (b+ a+b a^j, D = (lb\b+ b1 b2^ E = (a+ a+ a b2 ^, F = ^ a+ a+b1 a2 ^, G = ( a+ a+ b1 b2 ^,
1 = (a+b2+b1 ai), K = (a+b2+b1b2), L = (b1+ a2+b1b2)
Три действительных момента (4) и шесть комплексных (5) полностью определяют произвольное состояние кукварта.

Экспериментальная установка для исследования произвольного кукварта (рис.1) состоит из двух блоков: "приготовительного" и "измерительного". Блок приготовления включает в себя кристалл йодата лития с синхронизмом 1-го типа и задающую кварцевую пластинку. Измерительный блок состоит из двух кварцевых пластинок, помещенных перед схемой Брауна-Твисса со светоделителем, нечувствительным к поляризации и поляризационными фильтрами в обоих плечах. Отсчеты в каждом плече регистрируются фотодетекторами, импульсы с которых подаются на схему совпадений.

Рис.1. Установка для томографии куквартов, включающая две части: приготовительную и измерительную.

Полученные значения меры соответствия(ис1еШу) между экспериментальным и теоретическим состояниями (свыше 95%) во-первых, указывают на хорошее качество приготавливаемых состояний, а во-вторых, подтверждают применимость предложенной процедуры томографии для восстановления состояний куквартов.
R.T. Thew, K. Nemoto, A.G. White, W.J. Munro, Phys.Rev.A., 66, 012303 (2002).
Л.А. Кривицкий, С.П. Кулик, А.Н. Пенин, М.В. Чехова, ЖЭТФ, 124, 4(10),
(2003).
D.F.V. James, P. Kwiat, W. Munro, A. White, Phys. Rev. A., 64, 052312 (2001).
Д.Н. Клышко, ЖЭТФ, 111, вып.6, стр. 1955, (1997).
РАСПРОСТРАНЕНИЕ ИМПУЛЬСА САМОИНДУЦИРОВАННОЙ ПРОЗРАЧНОСТИ В СРЕДАХ С ПРОСТРАНСТВЕННОЙ
ДИСПЕРСИЕЙ
Гладуш Ю.Г., Камчатнов А.М.* Московский Государственный Университет им. Ломоносова, Москва,
Россия,
* Институт спектроскопии РАН, Троицк, Россия.

Рассмотрено распространение импульса самоиндуцированной прозрачности в средах с пространственной дисперсией. Предложено обобщение двухуровневой модели атомов, учитывающее перенос возбуждений среды экситонами. Показано, что эффекты пространственной дисперсии могут оказаться существенными при резонансном переходе и достаточно большой длительности импульса.

Рассмотрена задача о распространении импульса самоиндуцированной прозрачности (СИП) с учетом пространственной дисперсии, обусловленной движением экситонов. В случае классического СИП для больших длительностей импульса T его скорость распространения обратно пропорциональна квадрату длительности T. Следовательно, при некоторой длительности импульса скорость распространения солитона может по порядку величины сравняться со скоростью движения экситонов. В этом случае рассматриваемые нами эффекты могут оказаться существенными. Предложены модифицированные оптические уравнения Блоха, учитывающие перенос энергии экситонами, взаимодействующими с электромагнитным полем. Они, совместно с волновым уравнением, решены с помощью метода обратной задачи рассеяния, причем найдены как периодические, так и солитонные решения. Основным результатом работы является то, что при нулевой отстройке частоты света от частоты резонансного перехода и достаточно большой длительности импульса T теряется зависимость скорости распространения солитона от T. Рассмотренные нами эффекты могут оказаться существенными при распространении электромагнитного импульса в молекулярных кристаллах, микрорезонаторах, наноструктурах, J-агрегатах и в других ситуациях.
ФОРМИРОВАНИЕ НЕЛИНЕЙНОГО ОПТИЧЕСКОГО ОТКЛИКА В РАСТВОРАХ КРАСИТЕЛЕЙ ПРИ БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНОМ
ПЕРЕНОСЕ ЭНЕРГИИ
Михневич С.Ю., Горбацевич С.К. Институт Физики, НАН Беларуси, Минск, Беларусь Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь

Проведено моделирование переноса энергии электронного возбуждения в твердых растворах красителей при интенсивном возбуждении. Изучено влияние этого процесса на характеристики флуоресценции сред. Показано, что в системе с переносом энергии между множественными центрами возможно формирование нелинейного оптического отклика.

Явление оптической нелинейности широко используется для создания различных устройств обработки информации, для формирования световых пучков и импульсов. Поэтому в последнее время активно ведется поиск новых видов нелинейности или новых сред, обладающих такими свойствами. Обычно нелинейные свойства сред являются усредненными по некоторому ансамблю молекул или атомов характеристиками. В данной работе развивается теория нелинейного оптического отклика системы, который формируется за счет взаимодействий (переноса энергии) между молекулами в ансамблях.
В работе рассмотрены характеристики флуоресценции твердых растворов двух красителей (доноры и акцепторы) с безызлучательным переносом энергии электронного возбуждения между ними при интенсивном возбуждении. Предполагается, что велика вероятность перехода молекул в триплетное состояние и концентрация молекул донора много меньше концентрации молекул акцептора. Таким образом, в растворах формируются ансамбли молекул с одним донором и множеством акцеторов, на которые происходит перенос энергии. Отметим, что вероятность переноса энергии на конкретный акцептор зависит от того, в каком состоянии находятся все другие акцепторы. Процессы переноса в описанной системе были смоделированы с использованием метода Монте-Карло. Показано, что в таких растворах возможно формирование немонотонной зависимости интенсивности флуоресценции от интенсивности возбуждающего излучения.

MEASURING FOUR-PHOTON CORRELATION FUNCTIONS IN
THE PULSED MODE
Iskhakov T.Sh., Chekhova M.V., Agafonov I.N., Ivanova O.A. M.V. Lomonosov Moscow State University, Moscow, Russia.

In the work we present a method to measure n-th order correlation functions in the pulsed regime of parametric down-conversion. A setup for the realization of this method together with some preliminary results is also presented.
In some cases, it is necessary to measure multi-photon correlation functions in the pulsed mode. Then the drop in the number of coincidences with the increase in the order of the correlation function is not so fast as in the cw mode. The mean number of n-fold coincidences per pulse is

Nnn = g(n)(Ni>(N2>...<Nn)
T
where g(n) is the normalized n-photon Glauber's correlation function [1], (Nj) is the mean number of counts per pulse in the i-th detector, Tc is the coincidence circuit resolution, and Tp is the effective pulse duration.
In particular, this technique is important for the study of four-photon correlations in parametric down-conversion (PDC). The fourth-order correlation function for the state generated via PDC, both in the spontaneous and stimulated regimes, differs from the corresponding correlation function for the state obtained via a direct decay of pump photons into four-photon states [2], and this difference can be experimentally verified.
Fig.1 shows the setup for measuring multi-photon correlation functions of the order up to four in the regime of nanosecond pulses. The third-harmonic radiation of a YAG:Nd laser with the wavelength 353 nm and repetition rate 50 Hz is fed into a LiIO3 nonlinear crystal (NC) cut for frequency-degenerate collinear PDC phase matching. The mirror M1 reflects PDC radiation and transmits pump radiation. Three nonpolarizing beamsplitters BS divide the beam in four, after which the four beams are registered by avalanche diodes APDj . The pulses after the detectors are registered in the gated mode (the gating signal is
taken from the detector AD) and after delays Ti are fed to the coincidence circuit CC with the window 12 ns.

YAG:Nd (3 ш) 0>


M2V
C4

Fig.1. The experimental setup Fig.2. Normalized second-order
correlation function for a pulsed pseudo-thermal source
As an example, Fig. 2 shows the second-order correlation function measured for a pseudo-thermal pulsed source.
R.Glauber, Phys Rev. 130,2529 (1963).
O.A. Ivanova, M.V. Chekhova, JETP, 125, 1-5 (2003).

ДВУХУРОВНЕВАЯ АТОМНАЯ СИСТЕМА В СИЛЬНОМ
СВЕТОВОМ ПОЛЕ
Иванов В.С., Пулькин С.А., Фрадкин Э.Е. Санкт-Петербургский государственный университет, Санкт-Петербург, Россия

В работе представлен новый метод численного решения уравнений для матрицы плотности 2-хуровневой атомной системы в сильном световом
поле.

Рассмотрим важный случай воздействия на 2-х уровневую атомную систему сильного светового поля, представимого в виде:
E (t) = E0 (t) cos(co21t + ф),
где CD 21 - частота перехода 2-хуровневой атомной системы, ф - начальная фаза
поля, Eо (t) - действительная периодическая функция с периодом T .
Система уравнений для элементов матрицы плотности в приближении вращающейся волны принимает вид:
^˜tf = a(t)p ˜Y1(q ˜ qо)
at (1)
dp ^ ,
— = -a(t)q -Г2 p
at
где q = — p22, P = —2ip12exp(— ico 21t — /ф), Г1 - постоянная релаксации уровней, Г2 - полуширина линии перехода, q0 - начальная разность заселенностей
" a(t) E 0(t )d12 d -
уровней, a(t) = , a 12 - дипольный момент перехода.
h
Пусть q(t) и p(t) - периодические решения системы (1). Перейдем к новой функции y (t), заданной следующей формулой:

У(t) = q(t) — ir p(t) + (Г2 — Г1 )exp(— )) p(s) ехр(Г1 s)ds
(2)

— GO
где r Ф 0 - действительное число. Запишем уравнение для функции y(t) :
г ¦ / ч { \ a(t)
y = ira (t) y — Г1(y — q 0) х
r
х Im(y)+(Г1 — Г2 )ехр(—Г21)JIm(y(s))ехр(Г2s)ds — r2 Im(y) . (3)
Мы предлагаем использовать уравнение (3) для нахождения y(t) при помощи рекурсии. Для этого полагаем y0 (t) = q0 и строим последовательность {yn (t)}, где yn (t ) находится как периодическое решение уравнения
a(t) Г Г
y '„ = ira(t)yn — Г1 (yn — q0 ) Im(yn—1 (t)) +

t

+ — Г2 )ехр(— Г2t) J Im(yn—1 (^)ехр(Г2s)ds — r2 Im(yn—1 (t))
(4)

— GO
J

Полученный ряд функций yn (t) будет сходиться к y(t) (при надлежащем выборе постоянной r ). Зная y(t) , мы можем найти теперь q(t) и p(t) :
q(t) = ЯеО^))


r
f
1
Im(y(t))+ (Г1 — Г2)ехр(— ) JIm(y (^)ехр(Г2 s )ds
—GO
(5)

Для нахождения числа r , дающего хорошую сходимость последовательности {yn (t)}, предположим, что a(t) разложима в ряд Фурье:

со
a(t) = Y ak ехр(— ikQt),
(6)

k=00

где Q
2п
T
Тогда мы предлагаем находить r из равенства:


2
Г1 ki
2
Y
Ю Г2\ak\
k=—0 Г22 + k 2Q2 k=—0 Г12 + k 2Q2

(7)


1. П.А. Апанасевич. Основы теории взаимодействия света с веществом. Мн.: Наука и техника, 1977.

ЭФФЕКТЫ КОЛЛЕКТИВНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ВЕЩЕСТВА И МНОГОМОДОВОГО ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ПОЛЯ В УСЛОВИЯХ ВНУТРИРЕЗОНАТОРНОЙ НАКАЧКИ
Аверченко В.А., Егоров В.С., Мехов И.Б., Столяров А.И., Чехонин И.А. Санкт-Петербургский Государственный Университет, Санкт-Петербург, Россия.

Рассмотрены процессы кооперативного взаимодействия оптически плотной резонансной среды с многомодовым электромагнитным полем в условиях внутрирезонаторной накачки вещества. Особое внимание уделено явлению "конденсации" спектра, как результату коллективного вакуумного расщепления Раби дисперсии системы поле-вещество.

На основе полуклассического подхода нами рассмотрена задача взаимодействия многомодового электромагнитного поля одномерного резонатора, исходный спектр которого определяется спектром генерации активной среды лазера, с поглощающим оптически плотным резонансным веществом в режиме сильной связи 1,2. Данный режим взаимодействия поля и вещества реализуется, если коэффициент коллективной связи между когерентным атомным ансамблем и полем (кооперативная частота) значительно превосходит как скорости некогерентных релаксаций в системе, так и частоту Раби внешнего лазерного поля. В этом случае взаимодействие существенным образом модифицирует дисперсии "фотонной" и "атомной" подсистем, приводя к образованию расщепленной кривой дисперсии единой системы "поле и вещество". На языке квазичастиц такую систему можно рассматривать как ансамбль поляритонов - когерентная смесь полей мод и связанных с ними поляризаций. При этом существенной является нелинейность атомной подсистемы, которая приводит к эффективному взаимодействию мод поля с различными волновыми числами или, в других терминах, к взаимодействию поляритонов.
Используя разложение поля и поляризации по модам "холодного" резонатора была также последовательно рассмотрена роль возникающего богатого набора пространственных решеток разности заселенностей и неизлучающих компонент поляризации (метастабильных состояний системы поле-вещество) в размножении спектра поля и межмодовом взаимодействии.
Рассмотренная задача непосредственно связана с эффектом внутрирезонаторной лазерной спектроскопии - "конденсацией" спектра, наблюдающейся при накачке, как на резонансе, так и при значительных отстройках от него, узкополосной поглощающей ячейки широкополосным лазером, и для которого кооперативный характер взаимодействия поля и вещества, как мы полагаем, является ключевым 3.
S.N. Bagayev, V.S. Egorov, I.B. Mekhov, P.V. Moroshkin, I.A. Chekhonin, E.M. Davliatchine, E. Kindel, Phys. Rev. A, 68, 043812-1-10, (2003).
V.S. Egorov, V.N. Lebedev, I.B. Mekhov, P.V. Moroshkin, I.A. Chekhonin, S.N. Бagayev, Phys. Rev. A , 69, 033804-1-12, (2004).
В.В. Васильев, В.С. Егоров, А.Н. Федоров, И.А. Чехонин, Опт. и спектр., 76, №1, 146-160, (1994).
НЕТРАДИЦИОННЫЕ СВОЙСТВА «МАЛЬТИЙСКОГО КРЕСТА»
В КОНОСКОПИЧЕСКИХ ФИГУРАХ ОПТИЧЕСКИХ
КРИСТАЛЛОВ
Пикуль О.Ю., Рудой К.А., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия

Экспериментально обнаружен и теоретически рассчитан «двойной мальтийский крест» в коноскопических фигурах оптических кристаллов при повороте анализатора.

Изучение и анализ коноскопических картин является актуальным современным методом исследования физических свойств кристаллов, используемых в различных оптических устройствах.
Известно, что коноскопическая картина с линейно поляризованным излучением одноосного кристалла, вырезанного перпендикулярно оптической оси, содержит характерный «мальтийский крест» на фоне колец-изохром. Для оптически активных кристаллов «мальтийский крест» в области некоторого углового диаметра отсутствует.
Ориентация этого креста совпадает с ориентацией оси пропускания поляризатора, а интенсивность зависит от угла между осями пропускания поляризатора и анализатора (светлый крест, когда эти направления совпадают, темный, когда они ортогональны)1.
В данной работе проведено наблюдение изменений коноскопической фигуры в оптической системе, состоящей из источника излучения (He-Ne лазер, X = 0,6328 мкм), поляризатора, рассеивателя (например, матового стекла), кристалла, фокусирующего объектива, анализатора с отсчетным кругом и экрана, при повороте анализатора.
Отмечено, что при повороте анализатора из скрещенного с поляризатором положения черный «мальтийский крест» постепенно распадается на два «мальтийских креста». При этом один «мальтийский крест» остается неподвижным, второй «мальтийский крест» поворачивается на угол, соответствующий углу поворота анализатора. При совпадении осей пропускания поляризатора и анализатора оба креста сливаются в один светлый крест, при ортогональном положении осей пропускания - в один темный крест.
Интенсивность в центре коноскопической картины соответствует интенсивности обоих крестов, которая синхронно меняется от минимальной (в скрещенных поляризаторе и анализаторе) до максимальной (в параллельных поляризаторе и анализаторе).
При вращении анализатора из положения, параллельного поляризатору, вышеописанные изменения происходят в обратом порядке. Светлый «мальтийский крест» распадается на два креста, интенсивность которых постепенно уменьшается, достигая минимальной величины в момент слияния обоих крестов в темный «мальтийский крест» при скрещенном положении поляризатора и анализатора.
Эксперимент проведен для плоскопараллельной пластинки толщиной 10 мм, вырезанной перпендикулярно оптической оси из неактивного кристалла ниобата лития, и для кристаллической пластинки толщиной 3,1 мм, вырезанной из оптически активного кристалла парателлурита.

Для оптически активной кристаллической пластинки такое изменение коноскопической фигуры при вращении анализатора заметно несколько хуже. Причиной этого является отсутствие «мальтийского креста» в центре картины под влиянием оптической активности. Периферийная часть картины, где ветви «мальтийского креста» присутствуют, достаточно быстро затемняется, затрудняя наблюдение описанных выше изменений.
При использовании возможностей системы компьютерной математики «Мар1е» были построены коноскопические фигуры, рассчитанные по формулам для интенсивности излучения, прошедшего через оптическую систему поляризатор-кристалл-анализатор, для различной ориентации поляризатора и анализатора.
Коноскопические фигуры, рассчитанные для наблюдаемых в эксперименте кристаллических пластинок, показали совпадение с экспериментальными результатами.
Кроме того, теоретически рассмотрено изменение вида черного «мальтийского креста» в коноскопической фигуре при скрещенных поляризаторе и анализаторе в зависимости от углового распределения интенсивности излучения в сходящемся пучке.
Расчеты, проведенные при предположении, что граница видности картины составляет I1/I0 = 0,05, показали, что при равномерном распределении по углу интенсивности излучения угловая ширина границ «мальтийского креста» составляет 6,46°, является наименьшей и не зависит от значений угла падения.
Чем быстрее спадает интенсивность излучения по углу в сходящемся пучке, тем шире «мальтийский крест». При этом ширина и вид «мальтийского креста» не зависят от толщины кристаллической пластинки.
Следовательно, при необходимости, по виду «мальтийского креста» в коноскопической фигуре можно оценить структуру используемого сходящегося пучка излучения.
На коноскопических фигурах с циркулярно поляризованным излучением для неактивных кристаллических пластинок в области «мальтийского креста» наблюдаются аномалии - нестыковка и разрывы колец-изохром. При вращении анализатора происходит поворот коноскопической фигуры при сохранении ее общего вида.
На коноскопических фигурах, наблюдаемых с циркулярно поляризованным излучением в оптически активных кристаллах, «мальтийский крест» отсутствует.

1. М. Меланхолин, «Методы исследования оптических свойств кристаллов»,
(1970).

ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ЛУЧИ ПРИ ОТРАЖЕНИИ ОТ НАКЛОННОЙ ГРАНИ ПРИЗМЫ
Литвинова М.Н., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

В работе выявлены причины появления дополнительных лучей при отражении от наклонной грани призмы, типа ромба Френеля, вырезанной из кристалла ниобата лития. Наблюдались двойные коноскопические фигуры без поляризатора и анализатора.

В данной работе наблюдалось явление четырехлучеотражения в призме, изготовленной из кристалла ниобата лития, изображенной на рис. 1а (ромб Френеля). Размеры входной грани призмы 18 X 5 мм2. Боковые грани наклонены под углом 45o к оптической оси z кристалла. Оптическая ось направлена под небольшим углом 9 к плоскости рисунка. Луч неполяризованного излучения гелий-неонового лазера падает на входную грань 7, вблизи нормали к оптической оси кристалла, и попадает на боковую грань 2, от которой отражаются два луча - обыкновенный (о) и необыкновенный (е), под углами ao и ае.

Рис. 1. Ход лучей в призме, изготовленной из кристалла ниобата лития: 7- входная грань; 2,
4- боковые грани; 3- выходная грань; о- обыкновенный луч, е- необыкновенный луч; z-оптическая ось кристалла, z'- проекция оптической оси z на плоскость рисунка; Э- экран; а-угол падения луча на отражающую грань; углы отражения: ао- о луча; ае- е луча; рео- ео луча;
Рее- ее луча; роо- оо луча; рое- ое луча; падающий луч: а) неполяризованный; б) обыкновенный; в) сечение коноскопического пучка, ось которого совпадает с оптической
осью кристалла
Отраженные от грани 2 обыкновенные и необыкновенные лучи распространяются вблизи оптической оси кристалла и попадают на противоположную боковую грань 4. Углы падения на грань 4 для обыкновенного и необыкновенного лучей равны ao и ае, соответственно.
Отметим некоторые ограничения на число выходящих из призмы лучей. Луч, отраженный от грани 2 и распространяющийся вблизи оптической оси кристалла в плоскости xz или yz сохраняет состояние поляризации (не изменяет его) и выходит

из призмы один (рис. 1, б, в). Направление распространения для таких лучей задается углом фо= nn/2 (n = 0, 1,, 2, 3). Для лучей, идущих в призме под углом ф к плоскости xz, не равным фо, образуется два луча (обыкновенный и необыкновенный).
В общем случае при отражении от грани 4 каждый из лучей (обыкновенный и необыкновенный), в общем случае, создает по два луча (также обыкновенный и необыкновенный). Обыкновенный луч создает оо и ое лучи, которые отражаются под углами роо и рое (так как пе(Рое) < по, то рое> роо). Необыкновенный луч создает ео и ее лучи, которые отражаются под углами рео и Рее (поскольку пе(Рее)< no, то Рее>
Рео) .
Таким образом, из кристалла выходят четыре луча ео, ее, оо, ое (первый индекс соответствует падающему лучу, второй - отраженному) и на экране Э наблюдаются четыре светлые точки. Их взаимное расположение и направление поляризации лучей изображено стрелками и точками на рис. 1 а.
В данной призме (рис. 1) формируются и хорошо наблюдаются двойные коноскопические фигуры без поляризатора и анализатора. Для наблюдения коноскопических фигур перед призмой устанавливается транспарант, формирующий расходящиеся пучки.
Роль поляризатора играют входная грань призмы (показатели преломления для обыкновенных и необыкновенных лучей разные) и наклонная грань, отражающая эти пучки под разными углами. Пучок, ось которого расположена под углом к оптической оси, не формирует коноскопическую фигуру. А пучок лучей, ось которого совпадает с оптической осью, преобразуется в пучок со сложной поляризационной структурой, то есть, для каждого луча направление и степень поляризации зависят от r и ф (рис. 1в).
Роль анализатора выполняет наклонная грань призмы, разделяющая пучок со сложной поляризационной структурой на два пучка (на s и p- компоненты, которые являются одновременно обыкновенным и необыкновенным лучами и имеют разные показатели преломления). Эти пучки выходят из призмы в разных направлениях. Один из них создает на экране коноскопическую фигуру со светлым "мальтийским крестом", другой - с темным "мальтийским крестом". Светлый "мальтийский крест" образуется в направлении луча оо, а темный - в направении луча ое (рис. 1 б).
В естественном свете с данной призмой хорошо наблюдаются окрашенные (за счет дисперсии света в кристалле ниобата лития) двойные коноскопические фигуры без применения поляризатора и анализатора.
ФЛУОРЕСЦЕНЦИЯ ОРГАНИЧЕСКИХ МОЛЕКУЛ ПРИ ДВУХФОТОННОМ ПОГЛОЩЕНИИ
Быкова Е.Е., Землянов А.А, Гейнц Ю.Э. Институт оптики атмосферы СО РАН, Томск, Россия.

Представлено теоретическое рассмотрение задачи о флуоресценции при двухфотонном поглощении. Показано, что сечение спонтанной флуоресценции частицы имеет одинаковый вид при условии, что оно определяется из отношения энергий (для коротких импульсов) и мощностей (для длинных).

Теоретически исследована задача о флуоресценции органических молекул, помещенных в микрочастицу - резонатор, при двухфотонном поглощении в условиях воздействия импульсами лазерного излучения с учетом вынужденных переходов. Применен подход, основанный на методах теории открытых резонаторов, когда используется разложение световых полей по собственным квазинормальным колебательным модам диэлектрического шара.
Для активных молекул в микрорезонаторе рассматривается модель обобщенной двухуровневой системы, записанной с учетом процессов двухфотонного поглощения и испускания, спонтанной эмиссии и вынужденного излучения на стоксовой частоте.

dt 2tia>
N = j2 2 N1 _ Г 21N2 _ off isn2
dt 2ha ha
Определены соотношения для интенсивности спонтанной флуоресценции внутри частицы при двухфотонном поглощении в приближении коротких и длинных импульсов. Получено выражение для полного сечения спонтанного излучения частицы.
Показано, что сечение спонтанной флуоресценции частицы имеет одинаковый вид при условии, что оно определяется из отношения энергий (для коротких импульсов) и мощностей (для длинных). Рассмотрен режим перехода спонтанной флуоресценции в вынужденную для условий длинных импульсов.

ФЛУКТУАЦИИ ОПТИЧЕСКОГО ПОГЛОЩЕНИЯ В
ПРИПОВЕРХНОСТНОМ СЛОЕ LiNbO3:Fe:Cu ПОД ДЕЙСТВИЕМ КОРОТКОВОЛНОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Карпушин П.А., Роскоп Н.В., Шандаров В.М., Рютер К.*, Кип Д.* Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия * Технологический университет, Клаустхаль, Германия

Представлены результаты экспериментального исследования влияния некогерентной коротковолновой подсветки на оптическое поглощение излучения He-Ne лазера в ниобате лития с поверхностью, легированной ионами Fe и Cu.

Неразрушаемые фоторефрактивные решетки в объеме или в волноводных структурах на основе электрооптических кристаллов представляют огромный интерес для реализации устройств оптической памяти. Формирование подобных решеток в ниобате лития (LiNbO3) возможно в случае легирования кристалла двумя фоторефрактивными примесями и использования двухцветной схемы записи 1. Индуцированное коротковолновым некогерентным излучением изменение оптического поглощения указывает на возможность записи неразрушаемых решеток. Целью данной работы явилось исследование оптического поглощения (пропускания) приповерхностного слоя LiNbO3, легированного комбинацией ионов Fe и Cu, при воздействии некогерентного синего и ультрафиолетового света. Эта пара примесей является одной из наиболее перспективных для реализации неразрушаемых решеток, а метод легирования путем термической диффузии прост и эффективен2.
В исследованиях мы использовали кристалл LiNbO3, поверхность Y-среза которого легирована ионами Fe и Cu методом термической диффузии из металлических пленок. Начальная толщина пленок Fe и Cu и параметры диффузии представлены в Таблице 1. Глубина диффузии примесей найдена в предположении Гауссова распределения их концентрации в легированном слое и известных коэффициентов диффузии для заданной температуры. В экспериментах образец зондируется излучением He-Ne лазера (^=633 нм, Р=0.5мВт) и та же область кристалла освещается некогерентным коротковолновым светом. В качестве источников некогерентного света использовались синий светодиод (П=470 нм, P=3 мВт), а также ртутная лампа, из спектра которой выделялась полоса (290 400 нм). Мощность зондирующего пучка, прошедшего через кристалл, измерялась фотодиодом.
Таблица 1. Параметры экспериментальных образцов

Толщина пленки, нм


Температура диффузии, oC


Время диффузии, ч


Глубина диффузии, мкм



Ti
Fe
Cu
Ti
Fe
Cu
Ti
Fe
Cu
Ti
Fe
Cu
LN:TFC (2)
100
70
30
1000
1000
1000
24
40
2
-
25
120
LN:FC (1)
-
80
100
-
1000
1000
-
10
4
-
15
170
LN:FC (2)
-
120
115
-
1000
900
-
120
35
-
50
50
В экспериментах с синей некогерентной подсветкой зафиксировано значительное изменение оптического поглощения в приповерхностном слое LiNbO3:Fe:Cu. Мы наблюдали осцилляции мощности зондирующего пучка,

прошедшего через кристалл, после выключения подсветки. зависимостями на Рис.1 для образца LN:FC (2).
Это иллюстрируется



¦в
с
Н
|
О
Z
1,3
1.2 1
1,1 1
0,9 0,8 0,7

qqOOOOO0 0 0 0
^


¦ 20 min Blue
о 40min Blue
25
75
50 t,min
100
¦о
1 в
С! '—

Рис.1. Зависимость нормированной интенсивности зондирующего луча от времени для образца LN:FC (2) после выключения синей подсветки.
Рис.2. Зависимости нормированной интенсивности зондирующего луча от времени после выключения УФ подсветки (время экспозиции 20мин.) для образцов:
1, LN:FC (1); 2, LN:FC (2); 3, LN:TFC (2).







5 0,9f*-W
0
50
100
0,6-1
150
t,min








200




1,5 hours UV
3 hours UV



250








300



•а
1
С
я и
¦о

Е
о
Z
1,3 1,2 1,1 1 ¦
0,9 0,8
0









20









40









60
t, min









80









100









120

Рис.3. Зависимости нормированной интенсивности зондирующего луча от времени для образца LN:TFC (2) после выключения УФ подсветки.
Рис.4. Изменение интенсивности зондирующего луча в процессе подсветки излучением с П=470 нм (0 - 20 мин) и после ее выключения для образца LN:FC (2).

Эффект проявлялся сильнее при УФ подсветке. Осцилляции оптического пропускания наблюдались во всех образцах с легированием Fe и Си. Однако они не обнаружены в нелегированных образцах той же толщины и состава. Амплитуда осцилляций оптического пропускания при одинаковых условиях эксперимента зависит от соотношения глубин диффузии Fe и Cu. Это иллюстрирует Рис.2. Влияние времени экспозиции на изменение мощности зондирующего пучка иллюстрирует Рис. 3. На стадии подсветки также наблюдались осцилляции оптического пропускания образцов LN:FC (Рис. 4). Следует отметить, что изменение оптического поглощения в легированных слоях носило, преимущественно, характер индуцированного просветления. Индуцированное поглощение наблюдалось лишь на некоторых временных интервалах на стадии подсветки при использовании в качестве таковой УФ излучения.
K. Buse, A. Adibi, D. Psaltis, Nature, 393, 665 (1998).
D.Liu, L.Liu, C.Zhou, L.Ren, Appl. Opt., 41, 6809 (2002).
ВЛИЯНИЕ ВНЕШНЕЙ ПОДСВЕТКИ НА ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТОВЫХ ВОЛН НА ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ РЕШЕТКАХ В КРИСТАЛЛЕ Bi12TiO20:Fe,Cu
Шаганова Е.А., Буримов Н.И., Егорышева А.В. Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия, Институт общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова РАН,
Москва, Россия.

Экспериментально исследовано влияния внешнего некогерентного узкополосного излучения на двухпучковое взаимодействия световых волн на отражательной решетке в кристалле Bi12TiO20:Fe,Cu среза (100).

Голографические решетки в фоторефрактивных кристаллах и схемы на их основе могут быть использованы для создания голографических интерферометров и для других практических применений1. В настоящем сообщении представлены результаты экспериментального исследования влияния узкополосной некогерентной подсветки на характеристики двухпучкового взаимодействия на отражательной голографической решетке в фоторефрактивном кристалле титаната висмута.
В экспериментах исследовался монокристаллический образец Bi12TiO20:Fe,Cu, выращенный из высокотемпературного раствора, имеющий оптически полированные грани (100) и толщину 1.15 мм. Используемые экспериментальная установка и методика анализа данных2 позволяли изучать динамику встречного взаимодействия лазерных пучков с длиной волны X = 660 нм на отражательной решетке в таком кристалле в условиях фотоиндуцированного поглощения света и некогерентной подсветки полупроводниковыми светодиодами.
Перед началом эксперимента кристалл выдерживался в темновых условиях не менее 24 часов. Через 700-900 с после начала формирования отражательной решетки лазерными пучками, производилась подсветка кристалла излучением светодиода, в течение такого же интервала времени. Общее время наблюдения процесса формирования решеток в экспериментах составляло 2400 с. После окончания эксперимента проводилось стирание решетки излучением светодиода, в отсутствие лазерных пучков, также в течение 2400 с. Непосредственно после стирания решетки эксперимент повторялся, так что формирование голограммы в этом случае происходило в образце с наведенными стирающим излучением изменениями в поглощении света. Данная методика была использована в экспериментах с подсветкой и стиранием решеток инфракрасным (X ˜ 870 нм), красным (˜660 нм), желтым (˜570 нм), зеленым (˜505 нм) и синим (˜470 нм) излучением светодиодов.
Эксперименты по подсветке кристалла излучением желтого светодиода представлены на рис.1 и 2. В этом случае подсветка, как и для других длин волн из видимой области спектра, приводит к уменьшению коэффициента двухпучкового усиления Г. Формирование решетки в кристалле после выдержки в темновых условиях, до подсветки, имеет монотонный характер (рис. 1). Подсветка кристалла излучением из желтой и более коротковолновых областей спектра приводит к немонотонной зависимости r(t) на начальном этапе записи решеток (рис. 2). Данный эффект может быть связан с медленной релаксацией неравновесных распределений зарядов на фотоактивных центрах, наведенных стирающим излучением.

Финансирование работы осуществляется Министерством образования и науки РФ в рамках проекта «Адаптивные интерферометры на основе отражательных голографических решеток» программы «Развитие научного потенциала высшей школы» на 2005 г.
Петров М.П., Степанов С.И., Хоменко А.В. Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике (СПб.: Наука, 1992).
Агеев Е.Ю., Шандаров С.М., Веретенников С.Ю. и др. Квантовая электроника, 31, 343 (2001).

ФОТОВОЛЬТАИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ЛЕГИРОВАННЫХ КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ ОТ НЕКОГЕРЕНТНОГО ШИРОКОПОЛОСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Сюй А.В., Лихтин В.В., Строганов В.И. Комсомольский-на-Амуре государственный технический университет,
Комсомольск-на-Амуре, Россия, Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Получена зависимость фотонапряжения от времени в кристаллах ниобата лития легированных Ru (0,3% вес.), Fe (0,05-0,3% вес.) от некогерентного широкополосного излучения. При выходе фотонапряжения на насыщение наряду с пробоями наблюдаются периодические скачки напряжения вверх.

Фотовольтаический эффект (ФВЭ) является одной из причин фоторефракции, а фоторефрактивный эффект (ФРЭ) в свою очередь широко используется для голографической записи информации, усиления и коррекции световых пучков, обращения волнового фронта 1. В результате систематических исследований получены зависимости фотоэлектрических параметров от частоты света, состава и концентрации примесей, химической обработки, температуры, интенсивности и
2-3
поляризации света .
Подавляющее число экспериментальных работ по исследованию ФВЭ проведено с использованием когерентных источников света (лазеров Х=0,44 мкм и Х=0,488 мкм). От некогерентного широкополосного излучения работ крайне мало, поэтому интересен вопрос о когерентности ФВЭ, так как голографические эффекты наблюдаются только с когерентными световыми пучками.
В данной работе получены зависимости фотонапряжения от времени для кристаллов ниобата лития, легированных Ru (0,3% вес.), Fe (0,05-0,3% вес.) от некогерентного, неполяризованного широкополосного излучения. В качестве источника излучения использовалась лампа накаливания ПЖ-1000. Определенная спектральная ширина излучения формируется с помощью набора светофильтров.
Зависимость фотонапряжения от времени с некогерентным источником света идентична с такой же зависимостью для когерентного источника (лазера). На всех фильтрах и без них через 3-4 минуты облучения записывается решетка показателя преломления в виде нити накала лампы. Скорость записи и время хранения голограммы зависит от вида и концентрации примеси. Чем больше концентрация, тем быстрее производится запись и меньше срок хранения оптической информации. Фотовольтаический эффект наиболее ярко проявляется при длинах волн, соответствующих активному свету, что соответствует работам других авторов 4.
Gunter P., Huignard J.P. Photorefractive Materials and Their Applications. I Fundamental Phenomena. Heidelberg: Springer, 61 (1988).
Josch W., Munser R., Ruppel W., Wurfel P. Ferroelectrics, 21 (1978).
Huafu W., Gutony S., Zhongkang W. Phys. Stat. Sol. A., 89 (1985).
В.М.Фридкин, Б.Н.Попов, Успехи физических наук, 126 (1978).
КИНЕТИКА ИНТЕНСИВНОСТИ ФОТОРЕФРАКТИВНОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА В КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ
Максименко В. А., Данилова Е. В. Дальневосточный Государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Изучены закономерности фоторефрактивного рассеяния света в кристалле ниобата лития LiNbO3:Fe при различных уровнях интенсивности луча накачки.

При оптическом возбуждении фоторефрактивной среды наряду с фоторефрактивным эффектом часто наблюдается фотоиндуцированное рассеяние света, называемое также индуцированным релеевским рассеянием или фоторефрактивным рассеянием света (ФРРС).
ФРРС приводит к деструкции лазерных пучков и перекачке энергии из луча накачки. В связи с этим оно представляет собой серьезный недостаток при использовании фоторефрактивных кристаллов в нелинейной оптике, электрооптике и динамической фазовой голографии. Изучение особенностей ФРРС может способствовать выяснению условий подавления рассеяния, а также выяснению механизмов записи информации в фоторефрактивных материалах, определению и контролю их характеристик.
Было проведено изучение кинетики интенсивности центрального лазерного пучка, прошедшего кристалл ниобата лития LiNbO3:Fe при разных значениях интенсивности луча накачки. Для этого использовался программно-аппаратный комплекс, в состав которого входят: фотодиод, подключенный к персональному компьютеру, специализированное программное обеспечение для записи и обработки полученных сигналов.
При каждом значении интенсивности измерения выполнялись в трех точках кристалла ниобата лития, отстоящих друг от друга не менее чем на 4 мм. Изменение интенсивности луча лазера осуществлялось при помощи калиброванных нейтральных светофильтров.
Ниже указаны некоторые характеристики применяемого оборудования. Гелий-неоновый лазер с длиной волны X = 0,6328 мкм, мощностью 60 мВт. Кристалл ниобата лития толщиной 1 мм, легированный железом (Fe). Степень легирования 0,03% вес. Оптическая ось кристалла лежит в плоскости входной и выходной граней. Излучение лазера поляризовано в плоскости, содержащей оптическую ось кристалла. Излучение фокусируется собирающей линзой с фокусным расстоянием f = 110 мм.
Проанализировав полученные результаты, можно сделать следующие качественные выводы.
При уменьшении интенсивности луча накачки время спада интенсивности центрального пучка до минимального значения увеличивается.
Планируется дальнейшее проведение исследования кинетики интенсивности центрального лазерного пучка, прошедшего кристалл, и рассеянного света при разных уровнях интенсивности луча накачки в кристаллах ниобата лития с различными легирующими добавками и степенью легированности.
ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ ФОТОРЕФРАКТИВНОГО КРИСТАЛЛА SRo.6BAo.4NB6O2 МЕТОДОМ ДВУХВОЛНОВОГО СМЕШЕНИЯ
Матусевич А. Ю. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь.

В схеме двухволнового смешения в фоторефрактивном кристалле Sr06Ba04Nb6O2 (SBN) исследована эффективность энергообмена при различной геометрии взаимодействия и величины приложенного внешнего электрического поля. На основании полученных данных рассчитаны электрооптические коэффициенты кристалла и эффективная концентрация свободных носителей заряда.

Интерес к дифракционным методам преобразования световых полей при
двухволновом смешении в нелинейных средах обусловлен широкими
возможностями управления волновым фронтом лазерного излучения и
формирования заданных пространственно-временных структур световых полей1.
При исследовании двухволнового смешения в нелинейных средах основное
внимание уделяется вопросу перераспределения энергии между
взаимодействующими лазерными пучками и ее зависимости от фоторефрактивных,
2-3
электрооптических свойств кристалла и внешних условий .
В настоящей работе двухволновое смешение экспериментально реализовано в фоторефрактивном кристалле SBN с симметрией 4mm, размерами 5х5х10 мм, при мощности лазерных пучков 1,15 и 0,115 мВт в присутствии внешнего электрического поля, направленного вдоль оптической оси кристалла. Проанализированы случаи, когда отношение мощности волны накачки и мощности сигнальной волны составляет 1:10 и 10:1. Получены зависимости коэффициентов перекачки энергии у от напряжения, подаваемого на кристалл, в диапазоне от 0 до 2 кВ при различной поляризации и геометрии взаимодействия лазерных пучков He-Ne лазера на длине волны 633 нм. Установлена связь между приложенным напряжением и коэффициентами у, которая позволила судить об электрооптических свойствах среды и определить электрооптические коэффициенты r13, r33, r42 и эффективную концентрацию свободных носителей заряда Neff для кристалла SBN, исходя из экспериментально полученных данных, условий и геометрии эксперимента.
Одулов С.Г. Лазеры на динамических решетках. Оптические генераторы на четырехволновом смешении. - М.: Наука, 1990, гл. 3.
Yen P. Introduction to Photorefractive Nonlinear Optics. - Wiley: New York. 1993, p.24.
Петров М.П., Степанов С.И., Хоменко А.В. Фоточувствительные электрооптические среды в голографии и оптической обработке информации. - Л.: Наука, 1983, гл. 2.
ЭФФЕКТИВНОСТЬ ДИНАМИЧЕСКИХ ИК-ГОЛОГРАММ НА
ПОВЕРХНОСТИ ПЛЕНОК ДВУ*ОКИСИ ВАН*АДИЯ
Иванов И.В., Здоровцев Г.Г. , Окишев К.Н. Новосибирский государственный университет, Новосибирск, Россия
*
Дальневосточный государственный университет путей сообщений,
Хабаровск, Россия.

Проанализирована эффективность динамических ИК-голограмм на поверхности пленок двуокиси ванадия.

В работе1 предложено сравнивать различные среды и механизмы записи
динамических голограмм, используя универсальный параметр голографической
чувствительности по энергии, который для объемных голограмм выглядит как:
NE = 2т2 (таХ)_1 [см2 / Дж], (1)
где n2 [см2 / кВт] = (2п/ n0 )2 Х [ед.СГСЕ ] - коэффициент кубичной
нелинейности, а - коэффициент поглощения среды, т - время релаксации отклика, X - длина волны излучения. Введенный таким образом параметр учитывает тот фактор, что толщина голограммы ограничена поглощением среды. Для объемной голограммы величина данного параметра соответствует плотности энергии записывающего излучения, необходимой для изменения оптической толщины слоя среды на длину волны излучения и прямо характеризует дифракционную эффективность голограммы. Размерность введенной таким образом чувствительности позволяет сравнивать как объемные, так и поверхностные механизмы нелинейности. Для последних голографическая чувствительность по энергии определяется как NE = др/ dW, где p(I) - зависящий от интенсивности
амплитудный френелевский коэффициент отражения от поверхности, W=It -плотность энергии записывающего излучения.
В данной работе указанный параметр использован для определения эффективности динамических голограмм на поверхности пленок двуокиси ванадия в области фазового перехода полупроводник-металл (ФППМ). Увеличение температуры образца под действием падающего излучения приводит, в результате ФППМ, к росту объемной доли металлической фазы, вызывая соответствующее изменение оптических констант среды. В области ФППМ, где преобладает металлическая фаза (объемная доля f ˜ 1), расчет нелинейности на основе полуфеноменологической модели ФППМ можно провести, используя результаты перколяционной теории проводимости, что позволяет вместо исследования микроскопических характеристик пленки (т. е. параметров кристаллитов) воспользоваться экспериментальными данными о макроскопической электропроводности, а также результатами теории протекания. При этом предполагается, что для излучения среднего ИК диапазона оптические свойства (коэффициент френелевского отражения) среды определяются статической электропроводностью а.
Используя закон Хагена-Рубенса, можно получить для параметра N E поверхностной тепловой нелинейности:
NE = 4ж2(а3 /v)-1/2Lcpp(da/dT),(2)

где L - толщина подложки, cp и р - теплоемкость и плотность материала
подложки (для одномерной стационарной тепловой задачи в случае толстой подложки). Согласно 2, электропроводность двухфазной системы a(f) описывается выражением:
a(f) = aM(f - fc), (3)
где fc - критический объем металлической фазы, t - критический индекс, где ам -
электропроводность металлической фазы. Формула (3) справедлива при f > f и
выполнении неравенства:
o(fc )<<a(f )<«7м. (4)
Для объемной доли металлической фазы в предположении гауссова
распределения температур ФППМ со средним квадратичным отклонением AT2 и математическим ожиданием Т0 имеем
f = 1 Jexp[- (T - T0 )7(AT0 )2 ]T .(5)
- (T - T0)VAT2 ]. (6)
Учитывая (3) и (5), получаем да/dT « t<T--)t-1 x exp

Подстановка (6) в (2) позволяет рассчитать голографическую чувствительность в зависимости от температуры. В окиснованадиевых пленках параметры ФППМ могут изменяться в широких пределах в зависимости от технологических условий получения образцов, толщины пленки, материала подложки и т.д. Численные расчеты показывают, что голографическая чувствительность может достигать 104­105 см2/Дж, что значительно превышает аналогичные величины для большинства термоиндуцированных нелинейностей и сравнимо с таковыми для резонансных механизмов записи динамических голограмм1.
В.И. Иванов, Ю.М. Карпец, Вестник ДВО РАН, №1,32-35,(2003).
Д. Кейсесент, Д. Псалтис, ТИИЭР, 65, 92-98,(1977).
ЗАПИСЬ ДИНАМИЧЕСКИХ ГОЛОГРАММ В НЕМАТИЧЕСКОМ
ЖИДКОМ КРИСТАЛЛЕ, АКТИВИРОВАННОМ КРАСИТЕЛЕМ
РОДАМИН 6Ж
Бондарчук А.С., Мельникова Е.А. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь.

Экспериментально исследована анизотропия дифракционной эффективности динамических голограмм, формируемых при четырехволновом обращении волнового фронта в ориентированном слое нематического жидкого кристалла, активированного красителем родамин-6Ж. Предложены схемы электрически управляемых дифракционных элементов на основе активированных жидкокристаллических сред.

Проявляемый в последнее время интерес к исследованиям активированных жидких кристаллов (ЖК) обусловлен широкими возможностями их использования для создания управляемых ЖК-структур с целью пространственно-временной модуляции лазерного излучения, обработки и отображения оптической информации.
В настоящей работе отработана оригинальная технология легирования нематического ЖК красителем и создания ЖК элементов с управляемой ориентацией директора ЖК. Для ориентации молекул ЖК обе подложки были покрыты поливиниловым спиртом, на котором создавался микрорельеф1. Принцип работы ЖК элементов основан на использовании эффекта «гость-хозяин»2 в условиях, когда молекулы красителя изоморфны молекулам ЖК и степень их упорядоченности приближается к упорядоченности ЖК. Внешнее электрическое поле, изменяя ориентацию директора ЖК, также позволяло менять ориентацию дипольного момента резонансного перехода молекул красителя.
Экспериментально исследована зависимость оптической толщины среды и дифракционной эффективности записанных в ней голограмм от угла ориентации директора ЖК (дипольного момента молекул красителя) по отношению к поляризации падающего излучения. Запись динамических голограмм осуществлена с использованием второй гармоники лазера на иттрий-алюминиевом гранате при длительности импульса излучения 20 нс. Показано, что изменение ориентации молекул ЖК с перпендикулярной по отношению к вектору поляризации излучения на параллельную приводит к увеличению оптической плотности среды в полтора раза, что позволило реализовать управление дифракционной эффективностью динамических голограмм, записанных в схеме четырехволнового взаимодействия.
П. де Жен Физика жидких кристаллов, 87-95, 1977.
И.П. Ильчишин, Е.А. Тихонов, М.Т. Шпак, А.А. Дорошкин Письма в ЖЭТФ,
24, № 6, 336-339, 1976.

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА ЭФФЕКТИВНОСТЬ ДВУХПУЧКОВОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В КРИСТАЛЛЕ
Bii2TiO2o: Cu СРЕЗА (100)
Колегов А.А., Лапоухов А.С., Егорышева А.В. , Буримов Н.И. Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия, Институт общей и неорганической химии РАН им. Н.С. Курнакова,
Москва, Россия.

Представлены результаты экспериментального исследования двухпучкового взаимодействия света на фоторефрактивных решетках отражательного типа, формируемых лазерным излучением с длиной волны 633 нм в кристалле Bi12TiO20: Cu при различных температурах
кристалла.

Двухпучковое взаимодействие света на фоторефрактивных решетках
отражательного типа в кристаллах титаната висмута характеризуется высокой
эффективностью (до 8 см-1) в отсутствие приложенных внешних полей1. Ранее сообщалось2 о сильной зависимости этой эффективности от температуры. Цель настоящей работы состояла в экспериментальном исследовании временных зависимостей экспоненциального коэффициента двухпучкового усиления и фотоиндуцированного изменения поглощения света при взаимодействии световых пучков в кристалле Bi12:TiO20:Ca при различных температурах.
Эксперименты проводились на монокристаллическом образце среза (100) толщиной 5.9 мм. Температура кристалла задавалась с помощью элемента Пельтье. Отражательная решетка формировалась картиной интерференции проходящего через образец К линейно поляризованного светового пучка от He-Ne лазера с длиной волны 633 нм и отраженного от выходной грани «сигнального» пучка IS (рис.1).
¦#1

Рис.1. Схема экспериментальной установки: Л - лазер, П - входной поляризатор, Д -диафрагма, С - полупрозрачное зеркало, Ф - светофильтр, К - кристалл титаната висмута,
Ф1,Ф2,Ф3 - фотодиоды, СД - светодиод.
Анализ динамики коэффициента двухпучкового усиления Г(?) на формирующейся фоторефрактивной решетке и фотоиндуцированных изменений коэффициента поглощения Да(?) проводился по известной методике . Стирание



СПЕКТРЫ ШИРОКОПОЛОСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ, ПРЕОБРАЗОВАННОГО В НЕЛИНЕЙНО-ОПТИЧЕСКОМ
КРИСТАЛЛЕ КТР
Дейнекина Н.А., Коростелева И.А. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Выполнены теоретические расчеты спектров преобразованного ИК излучения в нелинейном кристалле КТР. Определена возможность управления спектром, изменяя поляризацию излучения накачки и ИК излучения

Для повышения эффективности преобразования излучения по частоте используют фокусирование излучения в нелинейный кристалл. Расчет эффективности преобразования для сфокусированных пучков достаточно сложен и выполнен для частных случаев, например для монохроматического лазерного излучения. В случае широкополосного теплового излучения необходимо учитывать большое число перекрестных векторных и многочастотных взаимодействий. Авторами были исследованы спектральные характеристики преобразованного инфракрасного излучения в кристалле КТР. Особый интерес представляет
реализация в кристалле КТР второго типа взаимодействия : О е —> е . Это связано
с тем, что взаимодействие может быть реализовано двумя
способами: Ою-|ею2 — еюз и Ою2ею-| — еюз, где С0-|- частота излучения
накачки, - частота ИК излучения, СО3 - частота преобразованного излучения
((О- + СО2 = CO3). Для этого типа взаимодействия установлено, что спектр
преобразованного излучения зависит от типа поляризации излучения накачки и угла между световым вектором и главной плоскостью кристалла. Изменение этого угла приводит к изменению интенсивности преобразованного излучения. Спектр преобразованного излучения симметричен относительно частоты фазового синхронизма для определенного выбранного направления в кристалле.
В случае фокусированного излучения в кристалл необходимо учитывать четыре возможных реализации указанного выше взаимодействия. Это обусловлено не только поляризацией излучения накачки и ИК излучения, но и пространственным расположением волновых векторов этих излучений по отношению к преобразованному излучению. Расчеты показали, что данный выбор незначительно влияет на спектр преобразованного излучения.

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОННОГО КРИСТАЛЛА С ДЕФЕКТНЫМИ ПОГЛОЩАЮЩИМИ СЛОЯМИ
Новицкий Д.В., Власов Р.А., Михневич С.Ю. Институт физики НАН Беларуси, Минск Беларусь.

Изучены оптические свойства фотонного кристалла при наличии одного или нескольких слоев из поглощающего материала (J-агрегата). Рассчитана фотонная структура кристалла. Проведен расчет распространения световых импульсов в таких структурах.

Изучение оптических свойств фотонных структур стимулировано возможностью использования подобных структур в сверхкомпактных лазерных схемах, устройствах оптической обработки информации и элементах связи. В основном исследования свойств 1D, 2D и 3D - мерных структур проводятся для фотонных кристаллов, состоящих из материалов с положительной и не зависящей от частоты действительной частью диэлектрической проницаемости, что позволяет не учитывать поглощение. Однако, в реальных структурах, поглощение все же присутствует и изменяет структуру фотонных зон 1, вследствие чего результаты теоретических расчетов не совпадают с экспериментальными данными для длин волн ниже ИК диапазона. В настоящей работе было проведено теоретическое исследование распространения импульсов света в одномерном фотонном кристалле с одним или несколькими поглощающими слоями.
В качестве параметров поглощающего слоя были выбраны характеристики пленок так называемых J-агрегатов. Такие молекулярные агрегаты представляют собой самоорганизованные квазиодномерные упорядоченные структуры, состоящие из молекул красителя. Оптические свойства J-агрегатов описываются моделью упорядоченных двухуровневых молекул, взаимодействующих между собой, что проявляется в гигантской оптической нелинейности и сверхбыстрых временах релаксации возбужденного состояния J-агрегатов.
Для расчета структуры фотонных зон кристалла при наличии поглощающего слоя J-агрегата был использован известный метод матриц перехода. Показано, что введение дефекта само по себе несколько сдвигает положение зон пропускания, а поглощение приводит к значительному сглаживанию спектральной характеристики.
Для расчета прохождения импульсов в фотонном кристалле была использована разностная схема численного моделирования Лакса-Вендроффа для системы уравнений Максвелла. Показано, что введение даже одного поглощающего дефекта действительно приводит к сглаживанию характерного для фотонных кристаллов спектра. В целом слой J-агрегатов в фотонном кристалле значительно уменьшает селекцию излучения по частотам. Таким образом, полученные результаты свидетельствуют, что основной вклад в формирование излучения, проходящего сквозь фотонный кристалл или отражающегося от него, вносит поглощение пленок J-агрегатов. Это приводит к изменению спектрального состава и формы импульсов. Влияние же высоких нелинейно-оптических коэффициентов пленок J-агрегатов нивелируется сильным поглощением.

1. M.M. Sigalas, C.M. Soukolis, C.T. Chan, K.M. Ho, Phys. Rev.B, 49, 11080, (1994).

стр. 1
(всего 6)

СОДЕРЖАНИЕ

>>