Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур

Огляд присвячено: методам досягнення фемтосекундних (n⋅10⁻¹⁵ с) лазерних імпульсів; аналізі створених авторським колективом трьох ориґінальних часороздільних методик за загальною схемою ‘pump-probe’ для досліджень часової еволюції наведеного поглинання (відбивання) світла, фотолюмінесценції, наведен...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2008
Hauptverfasser:	Блонський, І.В., Дмитрук, І.М., Зубрілін, М.Г., Кадан, В.М., Коренюк, П.І., Павлов, І.А., Сальников, В.О.
Format:	Artikel
Sprache:	Ukrainian
Veröffentlicht:	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2008
Schriftenreihe:	Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/76015
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур / І.В. Блонський, І.М. Дмитрук, М.Г. Зубрілін, В.М. Кадан, П.І. Коренюк, І.А. Павлов, В.О. Сальников // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2008. — Т. 6, № 1. — С. 45-74. — Бібліогр.: 31 назв. — укр.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-76015
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-760152015-10-28T12:22:56Z Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур Блонський, І.В. Дмитрук, І.М. Зубрілін, М.Г. Кадан, В.М. Коренюк, П.І. Павлов, І.А. Сальников, В.О. Огляд присвячено: методам досягнення фемтосекундних (n⋅10⁻¹⁵ с) лазерних імпульсів; аналізі створених авторським колективом трьох ориґінальних часороздільних методик за загальною схемою ‘pump-probe’ для досліджень часової еволюції наведеного поглинання (відбивання) світла, фотолюмінесценції, наведених змін показника заломлення та фотоструктурних перетворень речовин з фемтосекундним часовим розділенням; опису матеріяльної бази та методичних можливостей Центру колективного користування приладами НАН України при Інституті фізики «Лазерний фемтосекундний комплекс»; прикладів задач, які можуть розв’язуватися з використанням такого унікального комплексу в области фемтофотоніки наноструктур. Мета огляду полягає в інформуванні і розвитку інтересу до подібних досліджень, які стають доступними для їх виконання в Україні. Обзор посвящен: методам получения фемтосекундных (n⋅10⁻¹⁵ с) лазерных импульсов; анализу созданных авторским коллективом трёх оригинальных времяразрешающих методик по общей схеме ‘pump-probe’ для исследований временной эволюции наведенного поглощения (отражения) света, фотолюминесценции, наведенных изменений показателя преломления и фотоструктурных превращений веществ с фемтосекундным временным разрешением; описанию материальной базы и методических возможностей Центра коллективного пользования приборами НАН Украины при Институте физики «Лазерный фемтосекундний комплекс»; примеров задач, которые могут решаться с использованием такого уникального комплекса в области фемтофотоники наноструктур. Цель обзора состоит в информировании и развитии интереса к подобным исследованиям, которые становятся доступными для проведения в Украине. Обзор посвящен: методам получения фемтосекундных (n⋅10⁻¹⁵ с) лазерных импульсов; анализу созданных авторским коллективом трёх оригинальных времяразрешающих методик по общей схеме ‘pump-probe’ для исследований временной эволюции наведенного поглощения (отражения) света, фотолюминесценции, наведенных изменений показателя преломления и фотоструктурных превращений веществ с фемтосекундным временным разрешением; описанию материальной базы и методических возможностей Центра коллективного пользования приборами НАН Украины при Институте физики «Лазерный фемтосекундний комплекс»; примеров задач, которые могут решаться с использованием такого уникального комплекса в области фемтофотоники наноструктур. Цель обзора состоит в информировании и развитии интереса к подобным исследованиям, которые становятся доступными для проведения в Украине. 2008 Article Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур / І.В. Блонський, І.М. Дмитрук, М.Г. Зубрілін, В.М. Кадан, П.І. Коренюк, І.А. Павлов, В.О. Сальников // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2008. — Т. 6, № 1. — С. 45-74. — Бібліогр.: 31 назв. — укр. 1816-5230 PACS numbers :42.60.Fc,42.62.-b,78.47.+p,78.55.-m,78.67.-n,81.07.-b,82.53.-k http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/76015 uk Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Ukrainian
description	Огляд присвячено: методам досягнення фемтосекундних (n⋅10⁻¹⁵ с) лазерних імпульсів; аналізі створених авторським колективом трьох ориґінальних часороздільних методик за загальною схемою ‘pump-probe’ для досліджень часової еволюції наведеного поглинання (відбивання) світла, фотолюмінесценції, наведених змін показника заломлення та фотоструктурних перетворень речовин з фемтосекундним часовим розділенням; опису матеріяльної бази та методичних можливостей Центру колективного користування приладами НАН України при Інституті фізики «Лазерний фемтосекундний комплекс»; прикладів задач, які можуть розв’язуватися з використанням такого унікального комплексу в области фемтофотоніки наноструктур. Мета огляду полягає в інформуванні і розвитку інтересу до подібних досліджень, які стають доступними для їх виконання в Україні.
format	Article
author	Блонський, І.В. Дмитрук, І.М. Зубрілін, М.Г. Кадан, В.М. Коренюк, П.І. Павлов, І.А. Сальников, В.О.
spellingShingle	Блонський, І.В. Дмитрук, І.М. Зубрілін, М.Г. Кадан, В.М. Коренюк, П.І. Павлов, І.А. Сальников, В.О. Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
author_facet	Блонський, І.В. Дмитрук, І.М. Зубрілін, М.Г. Кадан, В.М. Коренюк, П.І. Павлов, І.А. Сальников, В.О.
author_sort	Блонський, І.В.
title	Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур
title_short	Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур
title_full	Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур
title_fullStr	Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур
title_full_unstemmed	Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур
title_sort	часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур
publisher	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
publishDate	2008
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/76015
citation_txt	Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур / І.В. Блонський, І.М. Дмитрук, М.Г. Зубрілін, В.М. Кадан, П.І. Коренюк, І.А. Павлов, В.О. Сальников // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2008. — Т. 6, № 1. — С. 45-74. — Бібліогр.: 31 назв. — укр.
series	Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
work_keys_str_mv	AT blonsʹkijív časorozdílʹnímetodidlâfemtofotoníkinanostruktur AT dmitrukím časorozdílʹnímetodidlâfemtofotoníkinanostruktur AT zubrílínmg časorozdílʹnímetodidlâfemtofotoníkinanostruktur AT kadanvm časorozdílʹnímetodidlâfemtofotoníkinanostruktur AT korenûkpí časorozdílʹnímetodidlâfemtofotoníkinanostruktur AT pavlovía časorozdílʹnímetodidlâfemtofotoníkinanostruktur AT salʹnikovvo časorozdílʹnímetodidlâfemtofotoníkinanostruktur
first_indexed	2025-07-06T00:30:07Z
last_indexed	2025-07-06T00:30:07Z
_version_	1836855389553950720
fulltext	45 PACS numbers: 42.60.Fc, 42.62.-b, 78.47.+p, 78.55.-m, 78.67.-n, 81.07.-b, 82.53.-k Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур І. В. Блонський, І. М. Дмитрук, М. Г. Зубрілін, В. М. Кадан, П. І. Коренюк, І. А. Павлов, В. О. Сальников Інститут фізики НАН України, просп. Науки, 46, 03650, МСП, Київ-39, Україна Огляд присвячено: методам досягнення фемтосекундних (n⋅10−15 с) лазер- них імпульсів; аналізі створених авторським колективом трьох ориґіналь- них часороздільних методик за загальною схемою ‘pump-probe’ для дослі- джень часової еволюції наведеного поглинання (відбивання) світла, фото- люмінесценції, наведених змін показника заломлення та фотоструктурних перетворень речовин з фемтосекундним часовим розділенням; опису мате- ріяльної бази та методичних можливостей Центру колективного користу- вання приладами НАН України при Інституті фізики «Лазерний фемтосе- кундний комплекс»; прикладів задач, які можуть розв’язуватися з вико- ристанням такого унікального комплексу в области фемтофотоніки нанос- труктур. Мета огляду полягає в інформуванні і розвитку інтересу до подіб- них досліджень, які стають доступними для їх виконання в Україні. Обзор посвящен: методам получения фемтосекундных (n⋅10−15 с) лазерных импульсов; анализу созданных авторским коллективом трёх оригиналь- ных времяразрешающих методик по общей схеме ‘pump-probe’ для иссле- дований временной эволюции наведенного поглощения (отражения) света, фотолюминесценции, наведенных изменений показателя преломления и фотоструктурных превращений веществ с фемтосекундным временным разрешением; описанию материальной базы и методических возможностей Центра коллективного пользования приборами НАН Украины при Инсти- туте физики «Лазерный фемтосекундний комплекс»; примеров задач, ко- торые могут решаться с использованием такого уникального комплекса в области фемтофотоники наноструктур. Цель обзора состоит в информиро- вании и развитии интереса к подобным исследованиям, которые становят- ся доступными для проведения в Украине. The review is targeted at: 1) methods of generation of femtosecond (n⋅10−15 s) laser pulses; 2) analysis of three original time-resolving ‘pump-probe’ tech- niques created by the authors, for study of time evolution of induced light absorption (reflection), photoluminescence, changes in refraction index, and Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Nanosystems, Nanomaterials, Nanotechnologies 2008, т. 6, № 1, сс. 45—74 © 2008 ІМФ (Інститут металофізики ім. Г. В. Курдюмова НАН України) Надруковано в Україні. Фотокопіювання дозволено тільки відповідно до ліцензії 46 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. photostructural transformations of media; 3) description of material re- sources and methodical potential of the Centre of Joint Use, N.A.S. of the Ukraine ‘Laser Femtosecond Complex’; 4) examples of problems in the field of femtophotonics of nanostructures, which can be resolved using this com- plex. The main target of the review is to inform and to stimulate interest to such investigations, which are now available in the Ukraine. Ключові слова: фемтосекунда, наноматеріяли, фемтофотоніка, лазер, оптика. (Отримано 27 березня 2007 р.) 1. ВСТУП Висока активність досліджень, спрямованих на пошук нових меха- нізмів взаємодії надкоротких світлових імпульсів тривалістю в кіль- ка періодів Е/М-хвилі з наноматеріялами стала базою зародження нового перспективного напрямку – фемтофотоніки наноструктур. Існує кілька передумов для особливостей в механізмах такої вза- ємодії. В першу чергу вони пов’язані з характерними властивостя- ми випромінення фемтосекундних лазерних джерел. Першою з них є надкоротка тривалість фемтосекундних імпуль- сів τi ∼ n⋅10−15 с. Такий часовий інтервал є коротшим від часу на- йшвидшого акту розсіяння електронного збудження в конденсова- ному стані, просторової перебудови окремих фраґментів в наночас- тинці, зв’язування атомових компонентів в молекулярні фраґмен- ти чи навпаки і таке інше. Недаремно значимість введення в прак- тику наукових досліджень фемтосекундних джерел випромінення порівнюють з відкриттям мікроскопу, оскільки фемтосекундні ім- пульси дають можливість досліджувати в реальному часі раніше не спостережувані процеси [1]. Надкоротка тривалість імпульсів є причиною ще однієї особли- вості фемтосекундного випромінення: надзвичайно високої потуж- ності та напруженості Е/М-поля навіть для випадку малих значень їх енергії. Надзвичайно висока напруженість і концентрованість Е/М-поля в нанооб’єктах відкриває нові можливості в реалізації нелінійно-оптичних взаємодій та досягненні надшвидкого темпу ґенерації нерівноважних електрон-діркових пар в напівпровідни- кових наночастинках. Сприяє цьому і зростання порогу лазерного руйнування матеріялу під дією фемтосекундних імпульсів, який тим вищий, чим менша тривалість імпульсу. Третьою характерною особливістю випромінення фемтосекунд- них лазерних джерел є їх значна спектральна ширина (десятки на- нометрів) при збереженні в межах імпульсу строгої часової когере- нтності. Остання пов’язана з реалізацією так званого режиму «comb»-ґенерації – появи гребінчастого спектру випромінення зі строго сфазованими компонентами спектру всієї «гребінки» і фік- ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 47 сованим спектральним інтервалом між ними, який задається роз- мірами резонатора. Така властивість фемтосекундного випромі- нення дозволяє здійснювати когерентне збудження одночасно кі- лькох власних коливних чи екситонних станів речовини і вивчати їх поведінку в межах єдиного хвильового пакету. Детальному опису особливостей випромінення фемтосекундних лазерів присвячено, наприклад, огляди [2—5]. Іншу причину прояву особливих механізмів взаємодії фемтосе- кундних імпульсів з наноматеріялами пов’язують зі структурним фактором останніх. Часто досліджувані матеріяли являють собою масиви наночастинок, інкорпоровані в різні матриці, локалізовані на поверхнях матеріялів з різними діелектричними проникливос- тями чи сформовані у вигляді нанопористих структур. Такі форми структурної організації ансамблів наночастинок сприяють: а) бага- торазовому перерозсіянню фотонів (до досягнення критерію Андер- сонової локалізації) з набуттям квазиімпульсами останніх широко- го просторового спектру, що полегшує досягнення умов фазового синхронізму для різних нелінійно-оптичних взаємодій, б) появі на- веденого двопроменезаломлення в пористих матеріялах, в) прояву заборонених симетрією нелінійно-оптичних явищ і їх підсиленню на поверхні центросиметричних об’ємних матеріялів; г) досягнен- ню резонансних умов збудження шляхом керованої зміни розмірів наночастинок та гігантських густин локальних полів, д) реалізації балістичного режиму транспорту електронних збуджень в межах об’єму наночастинок та інше. Все це відкриває перспективу розвит- ку нових стратегій створення високоефективних пристроїв нанофо- тоніки, таких як когерентні і некогерентні джерела випромінення широкого діапазону спектру, пристроїв перетворення і розширення спектрального складу випромінення, високоефективних матеріялів для транспортування, кодування, перемикання та інших засобів керованих прецизійних змін фотонних потоків, що вкрай важливо в епоху інформаційних технологій (див. [6]). Фундаментальний інтерес до таких досліджень пов’язують з про- блемою властивостей речовини в умовах граничного часового і про- сторового обмеження, що поряд з можливістю іонізації наночасти- нок під дією фемтосекундних імпульсів відносить цю проблему і до проблеми критичного стану речовини. Із введенням в дію лазерного фемтосекундного комплексу в Інсти- туті фізики НАН України і створенням однойменного Центру колек- тивного користування НАН України – проведення таких досліджень стало доступним і в межах України. Мета цього огляду полягає в то- му, щоб ознайомити наукову громадськість із методичними можли- востями ЦККП «Лазерний фемтосекундний комплекс», які дозво- лять на рівні кращих світових стандартів проводити дослідження в області фемтофотоніки наноструктур. Основну увагу в роботі зосере- 48 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. джено у висвітленні таких основних питань: а) принципів досягнення світлових імпульсів фемтосекундної тривалості, властивостей ви- промінення фемтосекундних лазерів, блок-схеми фемтосекундного лазерного комплексу на Al2O3:Ti+3 та його основних технічних харак- теристик; б) опису трьох створених авторським колективом ориґіна- льних часороздільчих методик за загальною схемою ‘збудження— зондування’ (pump-probe): для наведених змін оптичного пропускан- ня (відбивання) світла; ‘time-domain’ для дослідження кінетики лю- мінесценції в фемтосекундному/пікосекундному часовому діапазоні; методики для дослідження в реальному часі і просторі кінетики наве- дених змін оптичних характеристик (показника заломлення, коефі- цієнту поглинання) та лазерного руйнування матеріялів; в) обгово- ренні кількох прикладів задач із області фемтофізики наноматерія- лів, які розв’язуються з використанням часороздільних методик. 2. ПРИНЦИПИ ОДЕРЖАННЯ ФЕМТОСЕКУНДНИХ ІМПУЛЬСІВ, ОСОБЛИВІ ВЛАСТИВОСТІ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ВИПРОМІНЕННЯ Як відомо (див. [7]), перший імпульсний лазер, який був створений на кристалі рубіну, працював в режимі так званої вільної ґенерації. Тривалість такого випромінення відповідала кільком мілісекун- дам. Подальший прогрес у напрямку скорочення тривалості світло- вих імпульсів пов’язаний з проходженням трьох основних етапів: реалізації методи модуляції добротності резонатора; розвитку ме- тоди синхронізації мод резонатора; послідовного часового «стис- нення» імпульсу з досягненням гранично можливих тривалостей в кілька періодів Е/М-хвилі у видимім діапазоні спектру, що відпові- дає фемтосекундному діапазону. Перші два етапи добре відомі фа- хівцям і описані не тільки в спеціальній літературі, але й в підруч- никах (див. [7—11]). Через це для послідовності викладення лише кілька слів про основні параметри випромінення лазерів з модульо- ваною добротністю і синхронізацією мод. При використанні методи модуляції добротності резонатора тривалість імпульсу визначається часом повного (подвоєного) об- ходу фотоном резонатора: τi = 2L/c (1) (L – довжина резонатора, c – швидкість світла в середовищі). Оде- ржують імпульси наносекундної тривалості (τі ∼ n⋅10-9 c), які мають складну часову структуру, сформовану несфазованими між собою аксіальними модами. При використанні методи синхронізації мод тривалість імпульсів є коротшою від часу повного обходу фотоном резонатора. Ідея мето- ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 49 ди полягала в ґенерації у резонаторі значної кількості мод із син- хронізованими фазами, які інтерферують між собою. Внаслідок ін- терференції виникають «биття», які й породжують періодичну по- слідовність імпульсів. Тривалість такого імпульсу τi = 2π/Δωген, (2) де Δωген = NΔωm,m + 1 – повна ширина спектру ґенераційного випромі- нення, а Δωm,m+1 = c/2L – спектральна відстань між сусідніми мода- ми. Таким чином, як видно із виразу (2), для досягнення мінімально можливих тривалостей імпульсів їх ґенераційний спектр повинен бути якомога ширшим. Такі імпульси виходять з резонатора строго періодично з часовим інтервалом Т = 2L/c. Їх пікова тривалість від- повідає пікосекундному діапазону (τі ∼ n⋅10−12 c), а потужність пропо- рційна квадрату кількості синхронізованих мод N 2. Технічно, режим синхронізації мод здійснюється шляхом введення в резонатор моду- лятора світла або нелінійно-оптичного середовища. В першому випа- дку говорять про активну, у другому – про пасивну синхронізацію мод. Самосинхронізація мод з послідуючою «компресією» світлових імпульсів – базові принципи досягнення імпульсів фемтосекунд- ного часового діапазону (τі ∼ n⋅10−15 c). Ідеологія «компресії» оптичних імпульсів («фокусування» світла в часі; рис. 1) [2, 3, 6] була перенесена на оптичний діапазон з радіо- діапазону [12]. Суть методи полягає в спектральному розширенні по- чаткового імпульсу шляхом лінійної частотної модуляції фази з по- слідуючою компенсацією дисперсії групової швидкості. До цього слід відмітити, що значному успіху у створенні комерційних фемто- секундних джерел випромінення сприяло введення в практику в якості активних середовищ так званих вібронних кристалів з рекор- дно широким спектром підсилення: Al2O3:Ti3+ (тікор), Mg2SiO4:Cr4+ (форстерит), LiCaAlF6:Cr3+, LiSrGaF6:Cr3+ і їм подібних, див [3]. Спочатку, щодо спектрального розширення імпульсу. Відомо, що світловий імпульс можна спектрально розширити, пропуска- ючи його через нелінійно-оптичне середовище, наприклад, через середовище з Керровою нелінійністю показника заломлення n: n(t) = n0 + I(t)n2, (3) де n2 – нелінійна добавка до основного значення показника залом- лення n0: n2 = (2π/n0)χ(3)(ω); (4) χ(3) – кубічна за полем нелінійна діелектрична сприйнятливість 50 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. середовища [13]. Поява в виразі для n залежної від I(t) добавки до показника за- ломлення в випадку коротких імпульсів призводить до відомого явища – фазової самомодуляції (СМ) світлової хвилі [14]. Відпові- дний набіг фази Δϕ(t) в середовищі довжиною L записується як 2( ) ( ) ( )t n t I t L c ω Δϕ = . (5) У свою чергу, набута залежність Δϕ(t) є причиною зміни частоти Δω(t), як це видно з рис. 1 (після дії фазового модулятора): 2( ) I t n L c t ω ∂ Δω = ∂ . (6) Максимальне значення Δω(t) становитиме: 0 max 2( ) i I t n L c ω Δω = τ . (7) При цьому необхідно додати наступне. Як було вперше показано в роботі [15], унікальність випромінення кристалів Al2O3:Ti3+ для створення високоефективних фемтосекундних лазерів полягає ще і в виявленні в цьому матеріялі Керрової нелінійності з надзвичайно низьким порогом прояву. Відомим наслідком Керрової нелінійності є ефект самофокусування – зміни просторового напрямку розпо- всюдження променя. В сукупності з діафраґмою ефект самофокусу- вання випромінення в Al2O3:Ti3+ подібний до дії комірки насичення при пасивній синхронізації мод. Іншими словами, в відповідних фе- мтосекундних лазерах монокристали Al2O3:Ti3+ виконують дві важ- ливі функції: джерела стимульованого випромінення і пристрою, який забезпечує самосинхронізацію мод. Наступний етап часового скорочення частотно-модульованого ім- пульсу здійснюється при його проходженні через оптичний «компре- сор». Для цього використовується пристрій, який складається із двох Рис. 1. Метода «компресії» імпульсів. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 51 дисперсійних елементів (призм чи дифракційних ґраток); рис. 2. Нехай на перший із таких дисперсійних елементів під заданим кутом падіння поступає спектрально-розширений фемтосекундний імпульс. Допустимо, що його передньому фронту відповідає висо- кочастотна, а задньому – низькочастотна компонента спектру Δωген фемтосекундного імпульсу. Перший дисперсійний елемент таке випромінення розкладає в спектр. Його різні компоненти поширю- ються у напрямку до другого дисперсійного елемента під різними кутами, проходячи різний оптичний шлях. Дія другого дисперсій- ного елементу зводиться до того, що всі компоненти спектру вихо- дять назовні паралельно падаючому пучку. Але оптичний шлях, який проходять різні спектральні компоненти буде різним, а зна- чить різні спектральні компоненти імпульсу Δωген одержують різну часову затримку. Іншими словами, якісно, дія оптичного «компре- сора» зводиться до того, щоб методами класичної оптики організу- вати ситуацію, коли внаслідок різниці оптичного ходу різних спек- тральних компонент імпульсу його задній фронт «доганятиме» пе- редній, внаслідок чого імпульс і самостискується. Такі основні принципи досягнення лазерних імпульсів фемтосе- кундної тривалості, які викладені в таких узагальнюючих роботах, як [2—5] та інших. Тепер, щодо властивостей такого випромінення. Із викладених вище принципів досягнення фемтосекундних імпульсів очевидними є їх надкоротка тривалість τі ∼ n⋅10−15 c, висока потужність і напру- женість Е/М-поля, широкий спектр випромінення, який задоволь- няє умові τi = 2π/Δωген. З врахуванням того, що таке випромінення є наслідком реалізації режиму самосинхронізації мод – спектр такого випромінення представляє собою «гребінчасту» структуру з еквідис- Рис. 2. «Самостискання» світлового імпульсу. 52 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. тантністю спектрального положення компонент гребінки і строгою сфазованістю всіх мод, які формують спектр в межах обвідної спект- ру (рис. 3). Для прикладу: для одержання імпульсу фемтосекундної тривалості необхідно близько мільйона сфазованих аксіальних мод. Досягається такий режим ґенерації строгою періодичністю випромі- нення лазерних імпульсів з періодом Т = 2L/c, який визначається характеристиками резонатора. Більш детально про це викладено в тих же відмічених вище роботах оглядового характеру [2—5]. 3. ЛАЗЕРНИЙ ФЕМТОСЕКУНДНИЙ КОМПЛЕКС НАН УКРАЇНИ ПРИ ІНСТИТУТІ ФІЗИКИ НАНУ [16] Блок-схему лазерного фемтосекундного комплексу зображено на рис. 4. Лазерний комплекс базується на задавальному титан-сапфіровому лазерному ґенераторі фемтосекундного діапазону фірми ‘Coherent’ (США) ‘Mira Optima 900-F’, який дозволяє одержати неперервну по- слідовність імпульсів з частотою повторення 76 МГц. Таким чином, основні параметри лазерної частини комплексу є наступними: – мінімальна тривалість імпульсу – 70 фс; – максимальне значення енергії імпульсу W – 2,5 мДж; – максимальна пікова потужність Pпік – 3⋅1011 Вт; – максимальна інтенсивність випромінення I0 – 1015 Вт/см 2; область перебудови спектру ґенераційного випромінення 250 нм—10 мкм (з незначними пропусками); методи перебудови: в межах осно- вної полоси ґенерації (750—920 нм) – шляхом ґенерації другої (350—500 нм) і третьої (240—320 нм) гармонік основної полоси; за рахунок ґенерації різницевої частоти і параметричної ґенерації (1,15—2,63 мкм, 2,63—10 мкм). Конструкція його резонатору подібна зображеній на рис. 5. В якос- ті джерела збудження активного елементу, – Al2O3:Ti+3, – викорис- товується випромінення неперервного лазеру Nd:YVO4 з діодною на- качкою ‘Verdi V10’ (Coherent) з довжиною хвилі 532 нм та вихідною а б Рис. 3. Часовий розподіл напруженості E/M-поля (а) і відповідний йому спе- ктральний розподіл інтенсивності (‘comb’) (б)фемтосекундного імпульсу. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 53 потужністю 10 Вт (±1%). При такій накачці неперервна послідовність імпульсів фс-діапазону має середню потужність 1,3 Вт на довжині хвилі 800 нм з рівнем розкиду по енергії меншим 0,1%. Система Optima включає ряд детекторів: вимірювача рівня потужності, дат- чика неперервного випромінення, швидкого фотодіода, датчиків во- логості та керування автоматичним стартером. Набір оптики ‘X-Wave’ дозволяє забезпечити перебудову лазе- Рис. 4. Блок-схема лазерного фемтосекундного комплексу НАН України при Інституті фізики НАН України: 1 – неперервний одночастотний лазер накачки Verdi V10 (потужність Р = 10 Вт, λ = 532 нм, ширина лінії ґенерації Δν = 5 МГц); 2 – задавальний фемтосекундний лазерний ґенератор Mira Optima 900-F (діапазон довжин хвиль λ = 700—1000 нм, частота повторення імпульсів 76 МГц, тривалість імпульсу τ = 140 фс, середня потужність в ма- ксимумі діапазону перестроювання Р = 1,6 Вт; 3 – Nd:YLF імпульсний ба- гатомодовий лазер з діодною накачкою та з внутрішньорезонаторним по- двоєнням частоти Evolution-30 (λ = 527 нм, середня потужність Р = 20 Вт, частота 1 кГц); 4 – фемтосекундний реґенеративний підсилювач Legend F- 1K-HE (діапазон довжин хвиль λ = 750—950 нм, частота повторення імпуль- сів 1 кГц, тривалість імпульсу τ = 140 фс, середня потужність в максимумі діапазону перестроювання Р = 2,5 Вт); 5 – ґенератор другої та третьої гар- монік Model 5-050 для лазера Mira Optima 900-F; 6 – оптичний параметри- чний підсилювач OPerA F (діапазони довжин хвиль λ = 1,6—2,63 мкм, λ = 1,15—1,6 мкм, енергія в імпульсі 60 мкДж (при λ = 2,1 мкм), 120 мкДж (при λ = 1,3 мкм)); 7 – ґенератор різницевої частоти OPERA DFG (діапазон довжин хвиль λ = 2,4—10 мкм, енергія в імпульсі 6 мкДж); 8 – зовнішній компресор імпульсів SPO-I, τ = 70 фс; 9 – автокорелятор APE Autocorrela- tor mini; 10 – вимірювач потужності лазерного випромінення Field Master GS з головкою LM-10; 11 – спектрограф з фокусною відстанню 500 мм SP- 2500i; 12 – ПЗЗ-камера CCD-Spec-10:256E/TEPLUS 1024×256 Open- electrode, Marconi CCD 30-11; 13 – ІЧ-InGaAs детектор ID-441-C з інтерфей- сом SpectraHub; 14 – гелійовийкріостат 1,8—300К. 54 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. рного випромінення в діапазоні 700—1000 нм. Зовнішній компен- сатор групової швидкості ‘SPO-I’ (Coherent) для ‘Mira Optima 900- F’ дозволяє одержати вихідний імпульс тривалістю ∼ 70 фс на необхідній відстані від лазера з врахуванням компенсації диспер- сії групової швидкості фемтосекундних імпульсів при розповсю- дженні в повітрі та через оптичні елементи системи. Для вимірювання середньої потужності (до 10 Вт) використо- вується вимірювач потужності лазерного випромінення ‘Field Master GS’ з головкою ‘LM-10’ (Coherent). Ґенератор другої (подвоєння частоти на кристалі LBO) та третьої гармоніки (сумарне змішування частот на кристалі BBO) для ‘Mira Optima 900-F’, ‘Mira 9300’ (Coherent), перетворює випромінення задавального ґенератора в діапазони 350—500 нм та 240—320 нм, відповідно. Вимірювання тривалості імпульсів в діапазоні фемто- і пікосе- кунд може здійснюватись автокорелятором APE Autocorrelator mini (АРЕ, ФРН) з діапазоном затримок від 150 фс до 15 пс. Вимі- рювання можуть виконуватися як для великих частот повторення, так і для одиночних імпульсів. Для кореляційних метод вимірю- вань використовується моторизована лінія затримки ‘М-531.DD’ (Physik Instrumente, PI, ФРН). Задавальний лазерний ґенератор, системи контролю та перетво- рення лазерного випромінення змонтовано на оптичному столі з пневмосистемою демпфування вібрацій та системою кріплення оп- тичних елементів STANDA (Литва), 1250×3500×200 мм. Для проведення спектральних досліджень використовується спектрограф ‘500 мм Imaging Spectrograph SP-2558’ (Acton, США), з двома виходами та набором змінних ґраток на спектральний діа- пазон 200 нм—1500 нм з розділенням 0,1 нм. Один вихід призначе- ний для одержання оглядових спектрів в широкому діапазоні, дру- Рис. 5. Лазер на Al2O3:Ti+3 з Керровою лінзою (KLM): 1 – промінь накачки; 2 – лінза; 3 – чирпуючі дзеркала; 4 – кристал Ti:сапфіру; 5 – діафраґма (щілина); 6 – вихідне дзеркало. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 55 гий – для досліджень у вибраній з оглядового спектру вузькій спе- ктральній ділянці. Для реєстрації сиґналів використовується ПЗЗ-камера ‘CCD- Spec-10:256E/TEPLUS 1024×256 Open-electrode, Marconi CCD 30- 11’(США) для багатоканальної реєстрації з охолодженням на еле- менті Пельтьє (до —70°С), АЦП 16 біт, 1 МГц, спектральна чутли- вість від 200 до 1000 нм. В ІЧ-діапазоні 0,7—1,6 мкм реєстрація здійснюватиметься InGaAs-детектором ID-441-C з інтерфейсом ‘SpectraHub’ (Acton, США) та системою охолодження, діапазон 0,7—1,6 мкм. Для реєстрації надслабких сиґналів використовува- тиметься цифровий синхронний детектор ‘Stanford Research SR 830’ (Stanford Research, США). Обладнання, яким нещодавно доукомплектовано комплекс, до- зволяє ще більше розширити його можливості, зокрема досягти практично неперервної перебудови довжини хвилі ґенерації в діа- пазоні 350 нм—10 мкм та збільшити енергію імпульсів від нДж до 2,5 мДж; рис. 4. Комплекс орієнтовано на проведення досліджень в наступних напрямках: – фемтофотоніка наноструктур; – фізика швидкоплинних процесів; – нелінійна оптика конденсованого стану; – лазерна фізика; – широкодіапазонна часороздільча оптична спектроскопія наност- руктур, лазерних середовищ, полімерів, біологічних об’єктів та ін- ших актуальних матеріялів; – інформаційні технології; – лазерна метрологія часу, частоти і довжини; – фізика лазерного руйнування, наукові основи прецизійних мік- рообробок; – фемтохімія, фемтобіологія. 4. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИКИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР Базовий принцип таких досліджень оснований на двоімпульснім збудженні досліджуваних зразків по методиці ‘pump-probe’ (збу- дження-діагностика). Роль першого імпульсу (‘pump’) полягає в фотозбудженні досліджуваних зразків і ініціюванні різних швид- коплинних динамічних процесів. Часову еволюцію (динаміку) про- цесу вивчають з використанням ‘пробного’ імпульсу, який і формує вимірюваний сиґнал. Його амплітуда (коефіцієнт наведеного по- глинання, квантовий вихід люмінесценції, нелінійний оптичний відгук, наведена зміна показників заломлення та фотоструктурні зміни, струм йонізації) залежить від властивостей системи в мо- 56 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. мент дії імпульсу ‘probe’. Таким чином, по залежності величини вимірювання пробного сиґналу від часу його затримки по відно- шенні до ‘збуджувального’ імпульсу Δτз одержують детальну інфо- рмацію про часову еволюцію фотозбудженої системи (див. [4, 17]). На основі цього принципу нами створено три ориґінальні ме- тодики різного функціонального призначення. 4.1. Методика для досліджень наведеного оптичного поглинання (відбивання) світла Якісно, принцип вимірювань з використанням такої методики ілю- струє рис. 6. Конкретну схему створеної нами установки ілюструє рис. 7. Ви- хідний пучок реґенеративного підсилювача 1 розділяється на два напівпрозорим дзеркалом 2, формуючи пучок зондування «а» та пучок накачки «б». Пучок «зондування» «а» (30% вихідного пучка), розповсюджу- ється через оптичну лінію затримки 3, після чого лінзою 4 фокусу- ється в кюветі з важкою водою 5, з метою ґенерації «білого конти- нууму». Біле світло колімується лінзою 6, після чого за допомогою системи дзеркал та лінзи 8 направляється на досліджуваний зразок 9. Частина пучка «зондування» відщеплюється пласкопаралель- ною кварцовою пластиною 7, проходить повз зразок і вводиться в спектрограф 10 одночасно з пучком який пройшов через зразок, проектуючись на різні ділянки ПЗЗ матриці. З однієї сторони, це Рис. 6. Методика «збудження—зондування» для фемтосекундних часо- вих процесів: 1 – пучок збудження; 2 – зондувальний пучок; 3 – об’єкт; 4 – система реєстрації; 5 – опорний пучок. Збудження: дов- жина імпульсу τі < 100 фс; діапазони ґенерації – 240—320 нм, 350—500 нм, 700—900 нм; частота повторення 1 кГц; енергія в імпульсі 2,5 мДж. Зондування: «квазибілий» суперконтинуум 400 нм—1,2 мкм. Діапазон затримок між збуджуючим і зондувальним імпульсами: 1 фс—1 нс. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 57 дозволяє одержувати спектр поглинання зразка з одного виміру, з іншої – зменшує рівень шуму, пов’язаного з флуктуаціями інтен- сивності білого світла. Мінімальний крок лінії затримки становить 0,1 мкм, що відповідає часу затримки 0,67 фс. Пучок накачки «б» проходить через телескоп, утворений лінзами 11, 12, нелінійний кристал ВВО 13, в якому відбувається ґенерація Рис. 7. Загальна схема експериментальної установки «накачка—зондування». 1 – реґенеративний підсилювач Legend F-1K-HE; 2 – напівпрозоре дзер- кало; 3 – оптична лінія затримки М-531.DD; 4, 6, 8, 11, 12 – лінзи; 5 – кювета з важкою водою; 7 – пласкопаралельна кварцова платівка; 9 – зразок; 10 – спектрограф; 13 – кристал ВВО; 14, 15 – механічні затвори; 16 – механічний модулятор. Рис. 8. Спектр випромінення білого континууму, одержаного на важкій воді. Довжина хвилі збуджуючого випромінення – 800 нм. 58 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. другої гармоніки. Друга гармоніка направляється на зразок 9 в прос- торову область, яка співпадає з областю опромінення пучком зонду- вання. Механічні затвори 14 та 15 дозволяють, при потребі, перекри- вати пучки «а» та «б»). Керування усією системою автоматизовано. В окремих випадках, наприклад, для зменшення термооптич- них ефектів при роботі з розчинами барвників, використовується механічний модулятор 16. На рисунку 8 зображено спектр випромінення одержаного на- ми «білого континууму». Тривалість імпульсу «білого» світла на довжині хвилі 667 нм становить ∼ 280—300 фс. Рисунок 9 демонструє визначену нами фу- нкцію взаємної кореляції імпульсу білого світла на довжині хвилі 667 нм та імпульсу збуджуючого світла 800 нм, тривалість якого становить 135 фс. 4.2. Методика для часороздільчих досліджень фотолюмінесцентних спектрів у фемтосекунднім часовім діапазоні Створено ориґінальну методику для дослідження надшвидкої ди- наміки люмінесцентних спектрів з часовим розділенням ∼ 200 фс, яка має певні переваги перед подібними, наприклад, [18]. Основним елементом схеми є затвор на оптичнім Керровім ефекті, який використовується для виділення окремих часових компонент з інтеґрального спектру вторинного випромінення. Затвор утворюють два схрещених поляризатори, між якими міститься твердотільне Керрове середовище. Відкриваючий фемтосекундний лазерний ім- пульс наводить у цьому середовищі нелінійну анізотропну зміну по- Рис. 9. Функція взаємної кореляції імпульсу білого світла (з максимумом 667 нм) та збуджувального імпульсу (800 нм). ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 59 казника заломлення n(t), вираз (3). Для інтенсивних лазерних імпу- льсів фемтосекундної тривалості у прозорих діелектриках головний внесок у Керрову нелінійність дає миттєвий електронний відгук ма- теріялу з часом релаксації порядку декількох фемтосекунд (на від- міну від рідин, в яких суттєвим є внесок обертальної орієнтації мо- лекул з часом релаксації порядку декількох пікосекунд). Таким чи- ном на час дії відкриваючого імпульсу у матеріялі Керрової комірки наводиться оптична вісь, яка співпадає з орієнтацією електричного вектора відкриваючого імпульсу. Дія такого середовища стає подіб- ною до фазової пластинки, яка змінює стан поляризації люмінесцен- тного випромінення з пласкополяризованого до еліптичного. Крім цього реєструється ортогональна компонента поляризації, яка про- ходить через аналізатор. Змінюючи часову затримку між імпульсом збудження люмінесценції і відкриваючим імпульсом можна одержу- вати спектри фотолюмінесценції з фемтосекундним часовим розді- ленням. З точки зору ефективності дії затвору оптимальним є на- прямок поляризації електричного вектора відкриваючого імпульсу направлений під кутом 45° до напрямку поляризації люмінесцентно- го випромінення. Щодо інших особливостей запропонованої оптичної схеми. На- самперед, слід відмітити, що прохідна оптика, виготовлена із скла або кварцу є малопридатною в оптичних схемах з використанням фемтосекундних джерел випромінення. Проблема пов’язана з на- ступним. Внаслідок дисперсії матеріялу, з якого виготовлено еле- менти прохідної оптики (лінзи, призми, поляризатори) час прибут- тя довгохвильової і короткохвильової компоненти досліджуваного люмінесцентного випромінення буде різним. Зокрема, для плавле- ного кварцу або оптичного скла К8 при товщині пластини 3 мм на- біг часу між сиґналом на 750 нм і 450 нм відповідає 140 фс. Врахо- вуючи це у запропонованій нами схемі використано дзеркальну оп- тику з мінімізацією товщини необхідних прохідних оптичних еле- ментів. Таким чином, іншим базовим оптичним елементом оптичної схеми розробленого нами часороздільчого люмінесцентного спект- рометра є сферичне дзеркало 3 із широкополосним алюмінійовим покриттям. Оскільки для сферичного дзеркала ідеальне безабера- ційне відображення можливе тільки для центра сфери – у центр сфери, то в оптичну схему додатково введено пласке дзеркало 4 з відбиванням 50% у діапазоні 750—450 нм. В цьому випадку точка 2 безабераційно відображається у точку 10, щоправда із втратою 75% інтенсивності. Збудження люмінесценції зразка здійснюється на довжині хвилі 400 нм подвоєним по частоті (за допомогою кристала ВВО) імпульсом фемтосекундного лазерного реґенеративного під- силювача Legend F-1K-HE. Повздовжню схему збудження обрано з метою мінімізації розкиду часів приходу сиґналу для найкращого 60 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. часового розділення системи. Люмінесцентне випромінення зразка поступає на дзеркало 4 з коефіцієнтом відбивання 50%, яке напра- вляє випромінення у зворотному напрямку на сферичне дзеркало 3. Дзеркало 3 створює зображення точки збудження у центрі Керрово- го середовища 10. При проході через дзеркало 4 додаткові втрати світлового потоку становлять близько 50%. Зворотна сторона дзер- кала 4 має широкополосне просвітлення для зменшення затрима- ного у часі додаткового відбивання. В якості Керрового середовища 10 використано пластинку з пла- вленого кварцу. Ця пластинка знаходиться між двома схрещеними поляризаторами 6 і 12. Пропускання схрещених поляризаторів у спектральнім діапазоні 750—450 нм не перевищує 0,0005. Відкри- вання Керрового затвору здійснюється імпульсом того ж самого ре- ґенеративного підсилювача Legend F-1K-HE на основній довжині хвилі 800 нм. Відкриваючий імпульс подається на Керрове середо- вище за допомогою дзеркала 7 поздовжньо з люмінесцентним ви- проміненням. Як і у випадку збудження, поздовжня схема викори- стана для мінімізації розкиду часів приходу сиґналу для найкра- щого часового розділення системи. Імпульс збудження відщеплю- ється напівпрозорим дзеркалом від основного пучка підсилювача Legend F-1K-HE, подається на керовану комп’ютером оптичну лі- нію затримки, після чого подвоюється по частоті. Останнє надає можливість «вирізати» з інтеґрального спектру люмінесценції ча- совий інтервал тривалістю ∼ 200 фс, затриманий відносно імпульсу збудження від 0 до 1,5 нс. Відкриваючий імпульс, який пройшов через Керрове середовище затримується непрозорим металевим диском 11, наклеєним на поля- Рис. 10. Принципова схема фемтосекундного люмінесцентного спектроме- тра: 1 – лінза; 2 – зразок; 3 – сферичне дзеркало; 4 – пласке напівпро- зоре дзеркало; 5 – непрозорий диск для екранування променя збудження; 6 – поляризатор; 7 – поворотне дзеркало для імпульсу відкривання за- твору; 8 – лінза; 9 – синхронний модулятор для пониження частоти слі- дування імпульсів; 10 – Керрове середовище; 11 – непрозорий диск для екранування променя відкривання затвору; 12 – аналізатор; 13, 14 – лі- нзи; 15 – спектрометр; 16 –ФЕП; 17 – синхронний підсилювач. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 61 ризатор 12. Люмінесцентна частина випромінення, яка пройшла че- рез Керрів затвор, колімується лінзою 13 і за допомогою лінзи 14 фо- кусується на вхідну щілину спектрографа SP-2500i. Слід відмітити, що після Керрового затвора використання скляної оптики вже не призводить до погіршення часового розділення системи. Проблема полягає тільки в мінімізації впливу «чирпа» в Керровім затворі. За нашими оцінками внесок оптичних елементів Керрового затвору у погіршення часового розділення не перевищує 50 фс. Зупинимось на ще одній особливості запропонованої нами схеми, яка дозволяє позбавитися від фонової компоненти спектрального си- ґналу, яка зазвичай в декілька разів перевищує корисний сиґнал. Причина появи такої компоненти полягає в неідеальності поляриза- торів і розсіянні випромінення. Тому, як правило, спектр вимірюють двічі – з відкритим і закритим затвором, після чого від сумарного сиґналу віднімають фонову компоненту. Нами запропонована нова диференціальна схема вимірювань, яка дозволяє реєструвати тільки інформативну компоненту. Для цього на шляху відкриваючого ім- пульсу встановлено механічний модулятор з синхронним двигуном, частоту обертання якого синхронізовано з частотою слідування лазе- рних імпульсів таким чином, що проходить тільки кожен другий відкриваючий імпульс. Внаслідок цього із пари імпульсів люмінес- ценції один припадає на відкритий Керрів затвор, а інший – на за- критий. Люмінесцентне випромінення подається на спектрограф, в якому розкладається у спектр і реєструється за допомогою ФЕП. Си- ґнал ФЕП подається на синхронний підсилювач, який синхронізова- но на частоті повторення відкриваючих імпульсів, що дозволяє ав- томатично позбавитися фонового сиґналу. 4.3. Методика для досліджень кінетики наведених змін показника заломлення та оптичного пробою прозорих матеріялів у реальнім часі і просторі В останні роки значна увага прикута до вивчення механізмів лазер- ного пробою прозорих матеріялів під дією фемтосекундних імпуль- сів. Величезна напруженість Е/М-поля і супроводжуюче його силь- не нелінійне поглинання сфокусованих фемтосекундних імпульсів в об’ємі прозорих матеріялів створює можливість прецизійної об’ємної трьохмірної мікрообробки актуальних матеріялів елект- ронної техніки та нанофотоніки, локально впливати на біологічні тканини та окремі клітини, тощо. Нами створена ориґінальна ме- тодика для дослідження динаміки взаємодії фемтосекундних лазе- рних імпульсів з прозорими матеріялами в реальному часі з часо- вим розділенням ∼ 200 фс і просторовим розділенням ∼ 2 мкм. З її використанням можна одержати важливу інформацію про розви- ток в реальному часі лазерного пробою і інших супроводжуючих 62 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. процесів, таких як початкова іонізація з визначенням параметрів плазми, про енергообмін між електронною і йонною підсистемами та ін. Створена методика є важливою і для розв’язку практичних задач, зокрема для формування трьохмірних фігур в об’ємі прозо- рих матеріялів, запису оптичних хвильоводів і хвильоводних роз- подільників, націленої модифікації оптичних волокон і др. Блок-схема установки зображена на рис. 11. Принцип її функці- онування наступний. Промінь від фемтосекундного реґенеративно- го підсилювача 1 (Legend F-1K-HE, 2,5 мДж, 140 фс, 800 нм), який працює в режимі одиночних імпульсів, розділяється на дві компо- ненти за допомогою розподільного дзеркала 2. Одна його частина, енергія якої складає 80% від повної енергії, відбивається дзерка- лом 2 під кутом 90° і за допомогою лінзи 3 фокусується в мікро- струмінь води. Нелінійні взаємодії лазерного випромінення з водою призводять до перетворення його спектрального складу у суперкон- тинуум білого світла, короткохвильовий край якого сягає 400 нм. Цей суперконтинуум за допомогою еліптичного дзеркала 8 спрямо- вується у зразок і слугує у якості променя підсвітки для фотографі- чної реєстрації тіньових мікрозображень області взаємодії фемто- секундного лазерного випромінення з речовиною. Інший промінь, енергія якого складає 20% від повної енергії, проходить через реґульовану комп’ютером лінію затримки 5 і через мікроскопічний об’єктив 6 фокусується в об’ємі прозорого зразка 7. В фокусі об’єктива 6 відбувається руйнівна взаємодія фемтосекун- дного лазерного випромінення з матеріялом зразка. Інтенсивність суперконтинууму підсвітки на декілька порядків менша від інтен- Рис. 11. Принципова схема установки для часороздільчого відображен- ня взаємодії фемтосекундних лазерних імпульсів з прозорими матерія- лами: 1 – випромінення фемтосекундного реґенеративного підсилюва- ча; 2 – напівпрозоре розподільне дзеркало; 3 – фокусувальна лінза; 4 – водяний мікрострумінь; 5 – лінія затримки; 6 – мікрооб’єктив; 7 – зразок; 8 – еліптичне дзеркало; 9 – мікрооб’єктив; 10 – світло- фільтр; 11 – окуляр мікроскопа; 12 – ПЗЗ-камера. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 63 сивності основного лазерного випромінення. Область взаємодії фе- мтосекундного лазерного випромінення з матеріялом спостеріга- ється за допомогою мікроскопічного об’єктиву 9, який створює її дійсне зображення. Це зображення додатково збільшується окуля- ром 11, реєструється кольоровою ПЗЗ-камерою з RGB кольоровими фільтрами і зберігається у комп’ютері. Фільтр 10 відрізає залишки лазерного випромінення на довжині хвилі 800 нм. Оскільки часо- вий інтервал між імпульсом накачки і імпульсом підсвітки може змінюватися за допомогою лінії затримки і встановлюватися з точ- ністю близько 5 фс, останнє дозволяє реєструвати миттєві мікрофо- тографії динаміки розвитку процесу взаємодії фемтосекундного ла- зерного випромінення з матеріялом з часовим розділенням близько 200 фс у діапазоні часових затримок з моменту дії імпульсу збу- дження від 0 до 1,5 нс. Дослідні зразки 7 виготовлялись з оптичного скла, плавленого кварцу і сапфіру і розміщались на мікрометрич- ному столику. Після кожного лазерного імпульсу положення зраз- ка зміщувалося на 50 мкм таким чином, щоб наступний імпульс з іншою часовою затримкою припадав на нову неушкоджену ділянку зразка. Зупинимось на деяких технічних особливостях схеми. Однією з відмінностей створеної установки від подібних [19] є використання білого суперконтинууму у якості зондувального світла. Перевагою цього підходу, окрім кращої якості зображення, вільного від хара- ктерної для лазерного випромінення спекл-структури, є те, що ви- міри динаміки поглинання і розсіяння здійснюються одночасно на трьох довжинах хвиль. Це сприяє одержанню додаткової інформа- ції про густину зарядів лазерно-індукованої плазми. Для реєстрації мікрозображень у світлі білого суперконтинууму важливим є ефект «чирпа», тобто різного часу розповсюдження «си- ньої» і «червоної» компонент смуги суперконтинууму внаслідок дис- персії матеріялу. Цей ефект вже обговорювався вище стосовно мето- дики часороздільчої люмінесцентної спектроскопії. Вплив «чирпа», як вже відмічалось, накладає певні вимоги при розробці оптичних схем, зокрема, змушує позбавлятись від прохідних оптичних елемен- тів, або хоча би мінімізувати їх товщину. З цією метою, фокусування випромінення здійснюється за допомогою еліптичних дзеркал. Після того, як світло підсвітки проходить через фокальну область взаємодії, ефект «чирпа» вже не призводить до погіршення часового розділен- ня. За нашими оцінками вклад «чирпа» в часове розділення системи для створеної нами методики не перевищує 65 фс. На рисунках 12 і 13 наведено мікрофотографії, які ілюструють приклади взаємодій фемтосекундного лазерного імпульсу з про- зорими матеріялами при різних часових затримках. Із наведених прикладів видно, що при часових затримках до пі- косекунд в зображенні домінує сильне поглинання випромінення 64 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. філаментованою плазмою. При затримках уже в наносекундному часовому діапазоні зображення змінюється внаслідок варіацій по- казника заломлення у філаментах і прояву ударної хвилі, яка, як видно, має циліндричну форму. Зображена на рис. 11 методика дозволяє реєструвати, здебільшо- го, індуковані зміни показника поглинання матеріялу і тільки в де- якій мірі – показника заломлення. Для реєстрації малих змін показника заломлення, що є важли- вими при створенні хвильоводних мікроструктур, нами розроблено систему з використанням мікроскопії «темного поля». Фраґмент Рис. 12. Тіньова мікрофотографія фемтосекундного лазерного пробою у оп- тичному склі К8 при затримці 2,5 пс від проходження лазерного імпульсу. На ній чітко проявляється філаментація лазерного променя при його фоку- суванні. Рис. 13. Тіньова мікрофотографія фемтосекундного лазерного пробою у пла- вленому кварці при затримці 1,6 нс від проходження лазерного імпульсу. Рис. 14. Принцип часороздільчої мікроскопії «темного поля» розсіяного світла у поперечній конфіґурації: 1 – вхід на систему відображення з ПЗЗ- камерою; 2 – прозора підкладка з екраном для нерозсіяного світла; 3 – мі- крооб’єктив; 4 – об’єктив накачки; 5 – об’єктив підсвітки; 6 – зразок. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 65 цієї системи зображено на рис. 14. Відмінним в цій схемі в порівнянні з зображеною на рис. 11 є те, що фокальні точки об’єктивів накачки і підсвітки в ній не співпа- дають. У тій точці, де об’єктивом 3 фокусується нерозсіяне світло підсвітки встановлено непрозорий екран, який розміщено на про- зорім підложжі. Таким чином світло, яке розсіюється внаслідок не- однорідностей показника заломлення формує зображення, а нероз- сіяне світло екранується. В результаті, неоднорідності показника заломлення проявляються як світлі ділянки на темному тлі. Створені методики можуть з успіхом бути використані для дослі- дження явища «Кулонового вибуху» наночастинок [20], створенні довгоперіодичних Бреґґових ґраток в оптичних волокнах для пре- цизійних сенсорів [21], формуванні об’ємних трьохмірних мікрозо- бражень у прозорих матеріялах [22], записі інформації високої щільності [23], тощо. 5. ПРИКЛАДИ ДОСЛІДЖЕНЬ ШВИДКОПЛИННИХ ПРОЦЕСІВ В НАНОМАТЕРІЯЛАХ 5.1. Дослідження енергообміну між електронною і фононною підсистемами в острівцевих плівках міді Авторами [24] методою «збудження—зондування» досліджувалося наведене пропускання плівок міді товщиною 20 нм у спектральній області 500—640 нм при збудженні імпульсами тривалістю τі ≈ 120— 180 фс і середньою енергією E ≈ 100 мкДж. Вибір спектральної об- ласті досліджень зумовлений тим, що саме в цій області при енергії кванту hνзб = 2,15 еВ має місце перехід із «плаского» d-рівня вален- тної зони в область рівня Фермі [25]. Основний результат таких до- сліджень відображає рис. 15. На ньому для трьох значень hνзб в області резонансного переходу зображено часову зміну наведеного відносного пропускання (по- глинання) світла мідними плівками. Видно, що час релаксації та- кого відгуку складає 1,8 пс, тобто через відмічений інтервал часу наведене поглинання (−ΔT/T) зникає. Вказаний результат засвідчує про наступне. Опромінення поверхні мідної плівки фемтосекунд- ними імпульсами великої інтенсивності порушує баланс між ефек- тивними температурами електронної підсистеми і ґратки. Ефекти- вну величину першої із них визначають швидкі процеси електрон- електронного розсіяння (∼ 10−14 с). Остигання електронної темпера- тури після закінчення дії збуджуючого імпульсу здійснюється шляхом електрон-фононної взаємодії, ефективність якої для різних механізмів різна. Згідно роботи [26] швидкість такої релаксації 1/τрел визначається параметром електрон-фононного зв’язку Λ і ви- хідною температурою електронної підсистеми Te: 66 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. 1/τрел = 3ħΛ<ω2>/πkбTe. (8) За викладених вище експериментальних умов, виходячи з ре- зультатів рис. 15, одержують, що 1/τрел ≈ 1,8 пс. Що стосується ме- тод оцінки величини Te, то їх існує декілька. В цитованій роботі [40] величина Te визначається на основі максимальної амплітуди відгу- ку ΔT/T, шляхом її перерахунку в різницеві спектри дійсної і уяв- ної частини діелектричної проникності Δε1(E) і Δε2(E). Основою прояву величини Te в оптичному відгуку металів ε(E) є розмиття функції розподілу електронів поблизу рівня Фермі EF (зменшенні їх заселеності нижче EF і збільшенні – вище EF). В результаті при фо- тозбудженні зразків ε(E) буде знакозмінною функцією з переходом в ε = 0 при E = EF. Визначена з використанням цієї особливості, ав- торами [24] величина Te становила 810±30°C. В свою чергу експериментально встановлені значення 1/τрел і Te дозволили розрахувати, з використанням виразу (8), фундамента- льну величину – параметр електрон-фононного зв’язку для мідної плівки, який становив Λ = 27±4 меВ. Запропоновану авторами екс- периментальну методу визначення 1/τрел, Te, Λ можна розширити на ансамблі наночастинок з різними значеннями середнього розміру по різних ансамблях. Це відкриває шлях щодо прямого експериме- нтального дослідження розмірної залежності величини Λ, що є од- ним із невирішених фундаментальних питань в проблемі релаксації Рис. 15. Залежність відносного наведеного пропускання ΔT/T від часу за- тримки зондувального імпульсу в області переходу 2,15 еВ для мідної плі- вки товщиною 20 нм на скляній підкладці. ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 67 електронних збуджень в наноматеріялах. Така задача значиться і в полі уваги колективу ЦККП «Лазерний фемтосекундний ком- плекс». 5.2. Виявлення «швидких» каналів релаксації електронних збуджень в напівпровідникових наночастинках Серед багатьох інтересних результатів, одержаних в процесі вивчен- ня особливостей взаємодії фемтосекундних лазерних імпульсів з на- півпровідниковими наночастинками, зупинимось на приведених ав- торами [27]. На рисунку 16 зображено густину електронних станів ρ(Е) для напівпровідникових матеріялів різної розмірності: об’ємних (3D), двовимірних (2D), одновимірних (1D), квазинульвимірних (0D). Останні ще називають «квантовими точками» або «надатома- ми». На відміну від усіх інших ситуацій залежність ρ(E) для 0D струк- тур строго дискретна, тобто атомовоподібна. Це відображається проявом в спектрах поглинання люмінесценції та збудження люмі- несценції вузьких дискретних смуг випромінення. Прикладом цьо- го можуть бути зображені на рис. 17 вузькі лінії, які проявляються в спектрах збудження люмінесценції наночастинок CdSe з калібро- ваним розміром ∼ 2 нм [27]. З врахуванням квазидискретного характеру спектру в 0D струк- турах апріорі вважалось, що релаксація носіїв заряду із вищих збу- джених станів носить повільний характер із-за того, що відстань між енергетичними рівнями частіше всього не відповідає енергії оптичних фононів, за участю яких реалізується швидка компонен- та релаксації. Так от, результат роботи [27] полягає в тому, що окрім вузьких ліній, які відображають компоненту з низькою шви- дкістю релаксації Vрел ≈ 0,2 меВ/пс, в спектрах збудження фотолю- мінесценції виявлено і широкий континуум (відділений від вузьких ліній енергетичним інтервалом ∼ 50 меВ), в межах якого має місце надшвидка релаксація, Uрел ≈ 1,5 еВ/пс. Рис. 16. Густина електронних станів в напівпровідниках як функція роз- мірності середовища D. 68 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. Пояснення цього результату ведеться з позицій існування для таких структур високої щільності діркових станів і високою ймові- рністю переходів між ними, див. енергетичну діаграму на рис. 17. Виявлення надшвидкої компоненти релаксації електронних збу- джень в 0D структурах з квазидискретним характером їх енергети- чного спектру змінює існуючі уявлення про кінетику електронних явищ в напівпровідникових наночастинках. 5.3. Фемтофізика вуглецевих наноструктур Pелаксація електронних збуджень у фуллеренах. Кінець ХХ століт- тя був ознаменований відкриттям нових алотропних форм вуглецю, зокрема, фуллеренів і вуглецевих нанотрубок (рис. 18). Спільною особливістю їх будови є замкнутість поверхні, яка утворена шести- кутниками і п’ятикутниками з атомами вуглецю в їх вершинах. Мо- лекули фуллерену мають сферичну чи сфероїдальну форму. Зокрема, молекула С60 є найбільш сферично-симетричною із всіх відомих мо- лекул (симетрія Jh). Серед широкого спектру досліджень властивостей фуллеренів окремо виділяють проблему переносу заряду в такому високосимет- рійному утворенні. Судячи з порівняння результатів різних груп ав- торів єдиного погляду в цій проблемі ще не вироблено. З врахуван- ням цього звернемось до результатів кінетичних досліджень елект- ронних процесів в С60 методами фемтосекундної часороздільчої спек- троскопії («збудження—зондування»), проведених авторами [28]. Ві- дрізняє їх дослідження від подібних, проведених іншими авторсь- кими колективами те, що такі дослідження проведені в широкій спектральній області. Це дозволило авторам вперше виявити спект- Рис. 17. Діаграма енергетичних станів (а) і відповідні їм низькотемперату- рні спектри збудження власної люмінесценції наночастинок CdSe каліб- рованих розмірів 2 нм (б). ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 69 ральну залежність часу релаксації фотоіндукованого відгуку від до- вжини хвилі зондувального випромінення. Останнє пов’язане з вкладом в результуючий відгук сиґналів від різних компонентів фо- топродуктів, характер релаксації яких може відповідати одному і тому часовому інтервалу, але різному спектральному складу. Таким чином, авторами [28] виявлено 3 різних компоненти, які формують динаміку зміни відносного різницевого спектру ΔТ/Т(τз) (рис. 19). На основі одержаних результатів і їх аналізи цитованими авто- рами зроблено висновок про те, що при збудженні плівок С60 фемто- секундними імпульсами (τі ∼ 100 фс) на різних довжинах хвиль від- бувається збудження молекул по різних каналах: утворення віль- них електронів і «остовних» катіонів, що сприяє появі локальних а б Рис. 18. Фраґменти структури: а – фуллерену; б – вуглецевої нанотруб- ки. Рис. 19. Кінетики диференціального пропускання полос 500 нм і 900 нм в С60, одержані методою ‘pump-probe’. 70 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. електричних полів в плівках С60; перехід нейтральних молекул С60 в збуджений стан. Очевидно, що найшвидші релаксаційні процеси протікають за участю вільних електронів. Визначено поріг рухли- вості, який розділяє області локалізованих і делокалізованих елек- тронних станів і відповідає енергії ∼ 3,5 еВ. Встановлено, що основ- ними процесами, які формують кінетику електронів в С60 є наступ- ні: захоплення електронів нейтральними молекулами С60 з утво- ренням відповідних аніонів; рекомбінація електронів пастковими центрами кисневого походження. Особливості нелінійно-оптичного відгуку вуглецевих нанотрубок. Вуглецеві нанотрубки – яскраві приклади одномірних квантово- розмірних структур. Зазвичай відмічають дві особливості їх базо- вих властивостей, пов’язаних з їх структурою: залежність типу провідності (металічна, напівпровідникова) від кута закрутки дво- мірного вуглецевого листа в одномірну трубку і їх високу механічну міцність, яка дозволяє сьогодні будувати амбіційні проекти ство- рення з їх участю так званих ліфтів Земля—космічна станція (мо- дуль Юнґа вуглецевих плівок в кілька разів вищий аналогічного показника, властивого алмазам) [29]. Фраґмент структури вуглеце- вої трубки зображено на рис. 18, б. В останні роки нагромаджено значну кількість результатів, які дозволяють розглядати такі матеріяли і як перспективні нелінійно- оптичні середовища. Як вже повідомлялося, використання фемто- секундних імпульсів сприяє більш виразному прояву різних нелі- нійно-оптичних ефектів. Опираючись на результати авторів [30, 31] проілюструємо це на прикладі ґенерації другої і третьої гармоніки. Як видно із виразів (11, 12), відповідні інтенсивності випромі- нення тим вищі, чим коротша тривалість збуджуючого імпульсу τi, чим вища його інтенсивність Ip та більша відповідна нелінійна сприйнятливість χ(2), χ(3): Iгдг ∼ 2 2(2) ( )p i I τ⎛ ⎞ χ ⎜ ⎟τ⎝ ⎠ ; (11) Iгтг ∼ 3 2(3) ( )p i I τ⎛ ⎞ χ ⎜ ⎟τ⎝ ⎠ . (12) Досліджувані зразки представляли собою «снопи» нанотрубок напівпровідникової фази з середніми діаметрами ∼ 30 нм. Окремі трубок в «снопі» мали середні розміри: діаметр 0,9—1,5 нм, довжи- на ∼ 1 мкм і характеризувались різною симетрією, яка допускала можливість ґенерації як другої, так і третьої гармонік. Досліджу- вались спектральний склад, поляризаційні властивості, а також залежності ефективності ґенерації гармонік від інтенсивності збу- дження при досягненні передпробійних значень. Такі характерис- ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 71 тики для другої і третьої гармонік наведено на рис. 20. Видно, що степеневі залежності I2г, 3г ∼ Iзб дійсно задовольняють відомому ви- разу χ( ) 2~\| \|n n n г pI I , де n – номер гармоніки. Щодо природи нелінійності в напівпровідникових вуглецевих нанотрубках. В першу чергу її пов’язують з непараболічністю елек- тронних зон. На рисунку 21 схематично зображена густина елект- ронних станів з відображенням синґулярностей ван-Гова, що під- тверджує сказане. Але є ще одна обставина, яка випливає із порів- няння параметрів вищенаведеної енергетичної діаграми і енергії кванту фемтосекундного лазера. Для форстеритних фемтосекунд- них лазерів подвоєна енергія кванта випромінення може відповіда- ти резонансному переходу, що сприяє високій ефективності двофо- тонного поглинання. Досягнення такого резонансу, до речі, реґу- люється зміною діаметра вуглецевих трубок. а б Рис. 20. Залежності ефективностей ґенерації другої (а) і третьої (б) гармо- нік хромфорстеритного фемтосекундного лазера від енергії імпульсу збу- дження. На вставках до рисунків зображено спектральний розподіл відпо- відного випромінення. 72 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. І ще про одне. Як вже відмічалось вище, при використанні широ- ких спектральних імпульсів, якими є імпульси фемтосекундної три- валості, виникають проблеми з умовами фазового синхронізму, які є визначальними для процесів ґенерації гармонік. Проблему поглиб- лює ще й розкид по розмірах і формі, а часом і структурній будові та- ких матеріялів. Але існує і фактор, який сприяє досягненню умов фазового синхронізму. Він зумовлений процесами багатократного розсіяння світла в таких матеріялах, про що вже йшлося. З враху- ванням цього в останні роки зароджується нова стратегія створення високоефективних нелінійно-оптичних матеріялів на основі напів- провідникових нанокомпозитів, інкорпорованих в плівкові матриці, очікуваними перевагами яких будуть вища ефективність, керова- ність параметрами випромінення, дешевина [6, 32, 33]. Вища ефективність проявів нелінійно-оптичних ефектів в таких нелінійно-оптичних матеріялах нового типу (порошкові компози- ти, оптоволокно) зумовлена зростанням часу та довжини взаємодії Е/М-поля з нелінійним середовищем, зокрема внаслідок багатора- зового розсіяння фотонів в такому нелінійному середовищі, що роз- сіює світло. Рис. 21. Діаграма енергетичних станів електронних збуджень вуглецевих нанотрубок (V – валентні зони; C – зони провідності). ЧАСОРОЗДІЛЬНІ МЕТОДИ ДЛЯ ФЕМТОФОТОНІКИ НАНОСТРУКТУР 73 6. ЗАКЛЮЧЕННЯ Робота присвячена опису нових методичних можливостей для до- слідження наноструктур, які з’явились в НАН України з введенням в дію широкодіапазонного лазерного фемтосекундного комплексу та створених власними силами вимірювальних методик, які роб- лять такий комплекс унікальним і таким, що відповідає світовим стандартам. Ми сподіваємось, що представлений огляд буде корис- ним для всіх фахівців, які свої наукові інтереси пов’язують з новим перспективним напрямком, який тільки зароджується – фемтофо- тонікою наноструктур. Автори висловлюють щиру подяку Президії НАН України, дире- кції Інституту фізики НАН України, а також всім тим, хто вніс свій посильний вклад у введення в дію цього унікального комплексу. Роботу виконано за підтримки проєкту УНТЦ № 3745. ЦИТОВАНА ЛІТЕРАТУРА 1. A. H. Zewail, J. Phys. Chem., 100, No. 31: 12701 (1996). 2. С. А. Ахманов, В. Э. Гусев, УФН, 162: 3 (1992). 3. П. Г. Крюков, КЭ, 31, № 2: 95 (2001). 4. С. Н. Багаев, С. М. Аракелян, КЭ, 70, № 3: 319 (2006). 5. С. Н. Багаев, В. П. Чеботаев, УФН, 148: 143 (1986). 6. А. А. Иванов, М. В. Алфимов, А. М. Желтиков, УФН, 174, № 7: 743 (2004). 7. Й. Херман, Б. Вильгельми, Лазеры сверхкоротких световых импульсов (Москва: Мир: 1986). 8. С. А. Ахманов, В. А. Выслоух, А. С. Чиркин, Оптика фемтосекундных ла- зерных импульсов (Москва: Наука: 1988). 9. Сверхкороткие световые импульсы (Москва: Мир: 1981). 10. О. Звелто, Принципы лазеров (Москва: Мир: 1984). 11. Б. А. Лендъел, Лазеры (Москва: Мир: 1964). 12. L. E. Hargrave, R. I. Fork, and V. A. Pollak, Appl. Phys. Lett., 5: 4 (1964). 13. И. Р. Шен, Принципы нелинейной оптики (Москва: Наука: 1989). 14. С. А. Ахманов, А. П. Сухоруков, Р. В. Хохлов, УФН, 93: 19 (1967). 15. D. E. Spense, P. N. Kean, and W. Sibbet, Optics Lett., 16: 42 (1991). 16. І. В. Блонський, М. С. Бродин, А. П. Шпак, УФЖ, 3, № 2: 93 (2006). 17. О. М. Саркисов, КЭ, 70, № 3: 412 (2006). 18. B. Schmidt, S. Laimgruber, W. Zinth, and P. Gilch, Appl. Phys. B, 76: 809 (2003). 19. C. B. Schaffer, N. Nishimura et al., Optic Express, 10, No. 3: 196 (2002). 20. В. Е. Груздев, В. Л. Комоков, Пржибельский и др., Оптический журнал, 73, № 6: 15 (2006). 21. A. Soubir, L. Shah et al., Appl. Phys., A77: 311 (2003). 22. А. А. Маненков, КЭ, 33, № 7: 639 (2003). 23. С. М. Климентов, Т. В. Кононенко, П. А. Пивоваров и др., КЭ, 31, № 5: 378 (2001). 24. В. В. Головлев, Ю. А. Матвеец, А. М. Санов и др., Письма в ЖЭТФ, 55, № 8: 74 І. В. БЛОНСЬКИЙ, І. М. ДМИТРУК, М. Г. ЗУБРІЛІН та ін. 441 (1992). 25. R. Rosei, D. W. Lynch, Phys. Rev. B, 5: 3883 (1972). 26. P. B. Allen, Phys. Rev. Letts., 56: 1460 (1987). 27. Han Htoom, P. Cox, and V. Klimov, Phys. Rev. Lett., 93, No. 18: 187402-1 (2004). 28. Д. Буше, С. А. Коваленко, Ю. А. Матвеец и др., Изв. РАН. Сер. физ., 62, № 2: 237 (1998). 29. R. Saito, G. Dresselhaus, and M. Dresselhaus, Physical Properties of Carbon Nanotubes (London: Imperial College Press: 1998). 30. Д. А. Акимов, М. В. Алфимов, С. О. Коноров и др., ЖЭТФ, 125, № 2: 247 (2004). 31. G. Stepyan, Phys. Rev. A, 60: R777 (1999).

Часороздільні методи для фемтофотоніки наноструктур

Institution

Ähnliche Einträge