3. Нелинейное отражение одиночного импульса

из малого числа колебаний

Применим выведенную формулу (7) для анализа нелинейного отражения фемтосекундного спектрального суперконтинуума, который сфазирован и сжат во времени до всего нескольких колебаний светового поля [1, 2, 8]. Пусть поле падающего излучения имеет вид:

, (8)

где ρ₁ – поперечный размер пучка, τ₁ – длительность импульса, предполагаемая немногим большей центрального периода колебаний , ω₁ – центральная частота, Е₁ – амплитуда.

Соответственно, спектр (6) падающего импульса (8) имеет вид:

, (9)

где .

Для иллюстрации основных закономерностей нелинейного отражения соотношения (7-9) удобно нормировать, вводя новые переменные и соответствующие им переменные в спектральной области . После нормировки формула (7) принимает вид (для всех этих новых переменных знак «~» ниже везде опускаем):

, (10)

где – линейные показатели преломления граничащих сред; – описывает нелинейность отражающей среды (здесь – нелинейное изменение показателя преломления, n₂ – коэффициент нелинейного показателя преломления отражающей среды, I – интенсивность преломленного излучения, предполагаемая близкой интенсивности падающего), – характеризует дифракцию пучка.

На рис. 1 приведены иллюстрации изменения структуры электрического поля и пространственно-временного спектра излучения с центральной длиной волны λ₁ = 780 нм (соответствующей излучению титан-сапфирового лазера), пространственно-временными параметрами ρ₁ = 10 ∙ λ₁, τ₁ = 4.5 фс и пиковой интенсивностью I = 5 ∙ 10¹³ Вт/см² (при таком ее значении еще можно использовать приближение кубичной нелинейности [17]), падающего из воздуха на кварцевое стекло (N = 1.4508, a = 2.7401 ∙ 10^-44 с³/см, b = 3.9437 ∙ 10¹⁷ 1/(с ∙ см),  = 2.9 ∙ 10^-16 см²/Вт [10]). При указанных параметрах световой волны и характеристиках граничащих сред коэффициенты нормированного уравнения (10) имеют значения N₁ = 1, A₁ = B₁ = 0, N₂ = 1.45, А₂ = 4.8 · 10^-3, В₂ = 2.0 · 10^-3, D = 0.25 · 10^-3, F = 9.7 · 10^-3.

На рис. 1(а) и рис. 1(б) иллюстрированы зависимости электрического поля Е_inc падающего излучения от координаты и времени и его спектра G_inc от пространственной и временной частот. В связи с цилиндрической симметрией пучка (8) на рисунке дана зависимость поля только от одной пространственной координаты.

На рис. 1(в) и рис. 1(г) представлены электрическое поле Е_ref и спектр G_ref отраженного излучения. Из рис. 1(в) видно, что фаза линейной части отраженного импульса испытывает скачок на π, что обусловлено отражением от более плотной среды. Основным нелинейным эффектом является генерация излучения на утроенной частоте, энергия которого составляет величину порядка 10^-6 от энергии падающего импульса (рис. 1(г)).

На рис. 1(д) представлена зависимость поля от времени на оси отраженного пучка на основных (1) и утроенных (2) частотах. На рис. 1(е) приведены временные и пространственные спектры излучения на этих же частотах, которые для удобства сопоставления их полуширины нормированы на свои максимальные значения. Из рисунков видно, что импульс на утроенной частоте примерно в раз короче импульса на основной частоте по временной длительности (что несложно показать и аналитически из (7) для падающего излучения(8)). И в такое же число раз шире его временной и пространственный спектр.

Рис. 1. Нормированные поле Е_inc (а) и пространственно-временной спектр G_inc (б) (логарифмический масштаб) падающего на границу раздела сред одиночного гауссова импульса; нормированные поле Е_ref (в) и пространственно-временной спектр G_ref (г) (логарифмический масштаб) отраженного излучения при падающем на границу раздела воздух – кварцевое стекло одиночного гауссова импульса; нормированные поля (д) и спектры (е) импульсов, отраженных на центральной (1) и утроенной (2) частотах