Развитие неколлинеарных и квазисинхронных схем нелинейно-оптических преобразований для терагерцового и среднего инфракрасного диапазонов Горелов Сергей Дмитриевич

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Генерация терагерцового излучения при волноводном распространении импульсов оптического осциллятора в тонком слое ниобата лития 23

1.1. Схема генерации и описание экспериментальной установки 23

1.2. Результаты экспериментов 28

1.3. Выводы 32

Глава 2. Черенковская эмиссионная терагерцовая спектроскопия оптомагнитных эффектов 33

2.1. Описание экспериментальной установки 34

2.2. Анализ формы спектроскопического сигнала 36

2.3. Измерение константы Верде в сверхбыстром режиме 42

2.4. Выводы. 44

Глава 3. Теория неколлинеарного неэллипсометрического метода электрооптического стробирования терагерцовых волн 45

3.1. Теоретическая модель и расчет модуляции интенсивности пробного пучка терагерцовой волной 46

3.2. Детектирование с угловым разрешением 53

3.3. Детектирование с делением пробного пучка 56

3.4. Выводы 62

Глава 4. Генерация и исследование свойств сверхширокополосной частотной гребенки в среднем ИК диапазоне 64

4.1. Схема генерации 64

4.2. Измерение порога генерации и выходной мощности оптического параметрического осциллятора 67

4.3. Схема измерения частоты смещения заполнения относительно огибающей ИК импульса 69

4.4. Исследование спектральных и когерентных свойств частотной

гребенки 72

4.5. Выводы 77

Заключение 78

Литература

• Результаты экспериментов
• Измерение константы Верде в сверхбыстром режиме
• Детектирование с угловым разрешением
• Измерение порога генерации и выходной мощности оптического параметрического осциллятора

Введение к работе

Актуальность темы

За последние два десятилетия достигнут значительный прогресс в освоении терагерцового и среднего инфракрасного (ИК) диапазонов электромагнитного спектра. Распространенными источниками и детекторами когерентного терагерцового излучения стали фотопроводящие антенны, управляемые фемтосекундными лазерными импульсами (E. Castro-Cumus et al., Photon. Res. 4, A35 (2016)). Разработаны и обеспечивающие большую широкополосность методы генерации и детектирования терагерцового излучения на основе нелинейно-оптических преобразований фемтосекунд-ных лазерных импульсов в электрооптических кристаллах (M. Tonouchi, Nature Photon. 1, 97 (2007)). Квантово-каскадные лазеры становятся практическими источниками среднего ИК излучения наряду с оптическими параметрическими преобразователями (Y. Yao et al., Nature Photon. 6, 432 (2012)). Появление эффективных методов генерации и детектирования электромагнитного излучения в этих, прежде труднодоступных, диапазонах открыло возможности для решения широкого круга прикладных задач. В терагерцовом и среднем ИК диапазонах лежат резонансы многих практически важных молекул, например, биомаркеров, используемых при анализе дыхания человека, взрывчатых и других опасных веществ. Это позволяет обнаруживать подобные вещества в малых концентрациях. Многие материалы имеют окна прозрачности в терагерцовом диапазоне, что дает возможность строить терагерцовые системы безопасности и системы контроля качества, проводить интроскопию объектов искусства и археологических артефактов. Уникальной особенностью импульсного терагерцового излучения является возможность проводить спектроскопию во временной области (THz TDS), позволяющую практически мгновенно получать спектральные «отпечатки пальцев» различных веществ в широком (более октавы) спектральном диапазоне. Рекордных значений спектрального разрешения позволяет достигать новейший вид прецизионной терагерцовой и ИК спектроскопии, основанный на использовании «световых гребенок» (frequency comb) – узких эквидистантных спектральных линий, характерных для длинных последовательностей импульсов (T.W. Hansch and N. Picque, J. Phys. Conf. Ser. 467, 012001 (2013)). Исследуются возможности применения сильных терагерцовых полей для целей ускорения частиц (E.A. Nanni et al., Nature Commun. 6, 8486 (2014)), сверхбыстрого управления магнитными явлениями в веществе (T. Kubacka, Science 343, 1333 (2014)) и нелинейной спектроскопии (H.Y. Hwang et al., J. Modern Opt. 62, 1447 (2015)).

Эффективность нелинейных оптико-терагерцовых преобразований зависит от выполнения условия фазового синхронизма для взаимодейст-

вующих волн. В случае коллинеарного распространения это условие выполняется лишь в некоторых кристаллах и при определенной длине волны лазерного излучения накачки (например, в кристалле ZnTe для импульсов титан-сапфирового лазера). В кристаллах с высокой кубичной нелинейностью, типа ниобата лития (LiNbO₃), которые представляют большой практический интерес, скорости оптических и терагерцовых волн сильно различаются, и коллинеарный синхронизм не может быть выполнен. В связи с этим в последнее время все шире применяются схемы неколлинеарного (черенковского) синхронизма, а также квазисинхронизма в периодически неоднородных средах. Развитию этих перспективных схем и посвящена диссертация.

Одной из наиболее эффективных неколлинеарных схем оптико-терагерцового преобразования является черенковское излучение терагер-цовых волн лазерным импульсом, распространяющимся в виде направляемой моды в тонком слое электрооптического материала (LiNbO₃), прикрепленном к выводящей терагерцовые волны кремниевой призме (S.B. Bodrov et al., J. Appl. Phys. 104, 093105 (2008)). Источником излучения служит нелинейная поляризация, наводимая в слое за счет оптической ректификации лазерного импульса. При накачке подобной структуры импульсами титан-сапфирового усилителя с энергией до 40 мкДж была достигнута эффективность оптико-терагерцового преобразования более 0,1% при ширине спектра около 3 ТГц (S.B. Bodrov et al., Opt. Express 17, 1871 (2009)). Дальнейшее усовершенствование схемы позволило повысить эффективность до 0,25% при накачке импульсами с энергией 15-20 мкДж и добиться возможности управления генерируемым спектром (S.B. Bodrov et al., Appl. Phys. Lett. 100, 201114 (2012)). Достигнутые значения эффективности являются рекордными для уровня накачки в десятки микроджоулей.

В диссертации (глава 1) экспериментально продемонстрирована применимость структуры указанного типа для оптико-терагерцового преобразования импульсов фемтосекундных осцилляторов с различной центральной длиной волны и энергией порядка нескольких наноджоулей. При накачке импульсами столь малой энергии приходится применять фокусировку в пятно (а не в линию, как при накачке импульсами в десятки микроджоулей). Хотя это и приводит к большей расходимости терагерцового пучка (который теперь имеет коническую, а не клиновидную форму), тем не менее, зарегистрированная в эксперименте, например, с титан-сапфировым осциллятором, терагерцовая энергия оказалась примерно в 100 раз больше, чем в стандартной коллинеарной схеме с кристаллом ZnTe. Для целей терагерцовой спектроскопии (как во временной области, так и на основе световых гребенок) использование в качестве накачки оптического осциллятора является предпочтительным, поскольку большая, чем у усилителя, частота следования импульсов осциллятора позволяет

достичь более высокого отношения сигнал/шум. К тому же, в качестве накачки могут быть использованы компактные и сравнительно дешевые волоконные осцилляторы.

В последние годы большой интерес вызывают сверхбыстрые магнитные явления, индуцируемые в твердых телах фемтосекундными лазерными импульсами (A. Kirilyuk et al., Rev. Mod. Phys. 82, 2731 (2010)). Активные исследования, ведущиеся в данном направлении, важны как с научной точки зрения – для развития физики магнетизма, так и с практической – для разработки новых сверхбыстрых способов записи и обработки информации. Особое внимание исследователей привлекают нетепловые (не связанные с нагревом образца лазерным импульсом) оптомагнитные явления, в основе которых лежит обратный эффект Фарадея (ОЭФ). Этот нелинейно-оптический эффект второго порядка состоит в индуцировании в среде намагниченности циркулярно поляризованным светом. Более 50 лет назад ОЭФ был предсказан и теоретически описан для квазимонохроматического света, а затем экспериментально подтвержден для длинных (30 нс) импульсов (J.P. van der Ziel et al., Phys. Rev. Lett. 15, 190 (1965)). В настоящее время предметом активных исследований и оживленных дебатов является механизм сверхбыстрого (на субпикосекундных временах) ОЭФ. Пока не определены окончательно ни характер эффекта (парамагнитный или диамагнитный), ни значение определяющей его величину константы Верде (R.V. Mikhaylovskiy et al., Phys. Rev. B 86, 100405(R) (2012)).

Основными экспериментальными методами исследования сверхбыстрых оптомагнитных явлений являются фемтосекундная pump-probe спектроскопия (A.E. Kimel et al., Laser Photon. Rev. 1, 275 (2007)) и эмиссионная терагерцовая спектроскопия – измерение терагерцового излучения из оптически возбужденного образца (N. Kanda et al., Nat. Commun. 2, 362 (2011)). При этом в типичных оптомагнитных экспериментах регистрируют осцилляции намагниченности, которые происходят в течение длительного времени после прекращения фемтосекундного лазерного импульса накачки. Результаты таких экспериментов содержат, очевидно, только косвенную информацию о сверхбыстром ОЭФ. В работе M.I. Bakunov et al., Phys. Rev. B. 86, 134405 (2012) предложен новый подход к исследованию сверхбыстрых оптомагнитных явлений, основанный на измерении тера-герцового черенковского излучения от движущейся вместе с лазерным импульсом накачки области намагниченности в магнитооптическом материале. Анализ волновой формы черенковского излучения позволяет получить информацию о сверхбыстрой намагниченности в пределах лазерного импульса, в том числе, в отличие от pump-probe спектроскопии, определить характер намагниченности – парамагнитный или диамагнитный.

В диссертации (глава 2) метод черенковской терагерцовой эмиссионной спектроскопии впервые реализован экспериментально. С помощью

данного метода проведено исследование сверхбыстрого ОЭФ в кристалле тербий-галлиевого граната: измерены знак и абсолютное значение константы Верде в субпикосекундном режиме, что, в частности, позволило сделать вывод о парамагнитном характере сверхбыстрого ОЭФ в этом материале.

Терагерцовая спектроскопия во временной области (THz-TDS) основана на измерении временной формы прошедшего через исследуемый образец терагерцового импульса. Измерение осуществляется путем строби-рования терагерцового поля фемтосекундными оптическими импульсами при одновременном воздействии терагерцового и оптического импульсов на фотопроводящую антенну или электрооптический кристалл. В стандартной схеме электрооптического стробирования пробный оптический импульс распространяется в электрооптическом кристалле коллинеарно с терагерцовым импульсом и испытывает изменение поляризации за счет эффекта Поккельса. Изменение поляризации измеряется как функция временной задержки между оптическим и терагерцовым импульсами с помощью поляризационной оптики и балансного фотодетектора. Для эффективности данной схемы необходимо выполнение условия синхронизма – равенства групповой скорости оптического импульса и фазовой скорости терагерцовой волны, что требует подбора кристалла под длину волны пробного оптического импульса. Например, кристалл ZnTe широко используется при электрооптическом стробировании импульсами титан-сапфирового лазера ( 0,8 мкм), кристаллы CdTe и GaP способны обеспечить синхронизм при 1,06 мкм. Не известны, однако, кристаллы, способные обеспечить синхронизм терагерцовых волн с импульсами практически удобных волоконных лазеров с 1,55 мкм.

В работе M. Tani et al., Opt. Express 19, 19901 (2011) была предложена неколлинеарная эллипсометрическая схема электрооптического строби-рования, основанная на обращении явления черенковского излучения тера-герцовых волн оптическими импульсами в электрооптических кристаллах. В этой схеме терагерцовое излучение заводится в кристалл при помощи кремниевой призмы под черенковским углом к пробному оптическому пучку, что обеспечивает синхронное распространение фазовых фронтов терагерцовой волны и пробного оптического импульса в нормальном по отношению к фазовым фронтам направлении. Достоинством схемы является возможность ее адаптации к различным кристаллам и произвольной длине волны пробного лазерного излучения путем простого подбора угла среза согласующей кремниевой призмы.

Использование в описанной выше схеме кристаллов с большим значением электрооптического коэффициента, таких как LiNbO₃, LiTaO₃, DAST, осложняется наличием у этих кристаллов сильного двулучепрелом-ления. Влияние двулучепреломления можно скомпенсировать путем при-

менения двухпроходной схемы (P.Y. Han et al., Opt. Lett. 25, 675 (2000)), которая, однако, требует дополнительных оптических элементов и сложна в настройке.

В работе M. Tani et al., Opt. Express 21, 9277 (2013) был предложен и экспериментально реализован неколлинеарный неэллипсометрический метод электрооптического стробирования терагерцовых волн. Метод основан на идее, что при нелинейном взаимодействии пробного оптического и измеряемого терагерцового пучков в электрооптической среде может происходить модуляция терагерцовым полем не только поляризации, но и интенсивности пробного пучка. Чтобы модуляция интенсивности была эффективной, принципиально важна неколлинеарность оптического и тера-герцового пучков – она приводит к разделению по поперечному сечению оптического пучка тех его частей, которые модулированы за счет двух разных процессов – генерации разностной и суммарной частот и имеют вследствие этого противоположные знаки модуляции. (В стандартной кол-линеарной схеме вклады от этих процессов компенсируют друг друга.) Отметим, что для регистрации модуляции интенсивности (в отличие от эл-липсометрии) не требуется поляризационная оптика и балансный фотодетектор. К тому же, в силу неколлинеарности предложенной в работе M. Tani и др. схемы она может быть легко адаптирована к различным кристаллам и длинам волн пробного пучка.

Для теоретического обоснования принципа неколлинеарного неэл-липсометрического стробирования в работе M. Tani и др. использована упрощенная модель, в которой пробный оптический пучок считался плоской волной. Данная модель не описывает пространственного распределения вкладов от процессов генерации суммарной и разностной частот в модуляцию оптической интенсивности и, следовательно, не позволяет рассчитать выходной электрооптический сигнал.

В диссертации (глава 3) разработана последовательная теория некол-линеарного неэллипсометрического метода электрооптического стробиро-вания терагерцовых волн, учитывающая принципиально важный фактор конечной ширины пробного пучка. Теория описывает распределение модуляции оптической интенсивности по поперечному сечению пробного пучка в его дальней зоне, а также искажения временной формы и спектра измеряемого терагерцового сигнала для практически важных условий детектирования.

Кроме схем неколлинеарного синхронизма, для достижения эффективного взаимодействия между импульсом накачки и волнами терагерцо-вого и среднего ИК диапазонов используют также квазисинхронизм в периодических структурах из слоев электрооптического кристалла с чередующейся ориентацией кристаллографических осей. Распространяющийся в такой структуре импульс накачки индуцирует нелинейную поляризацию,

которая меняет знак на каждой границе раздела слоев и, вследствие этого, оказывается синфазной с запаздывающей по фазе на терагерцовой (или ИК) волной. При этом существенно возрастает эффективная длина синхронного взаимодействия импульса накачки и генерируемой волны. Впервые оптико-терагерцовое преобразование в условиях квазисинхронизма было реализовано с периодически-полярным ниобатом лития PPLN (Y.-S. Lee et al., Appl. Phys. Lett. 76, 2505 (2000)). В последнее время в квазисинхронных схемах терагерцовой и ИК генерации все шире применяют периодически-ориентированный арсенид галлия (OP-GaAs), обладающий такими преимуществами, как малое поглощением на терагерцовых частотах (на порядок меньшее, чем, например, у LiNbO₃ и ZnTe), большой нелинейный коэффициент и малая расстройка скоростей оптического импульса и терагерцовых волн (K.L. Vodopyanov, Laser & Photon. Rev. 2, 11 (2008)). В частности, структуры на основе OP-GaAs применяются для параметрической внутрирезонаторной генерации терагерцового и среднего ИК излучений в оптических параметрических осцилляторах (ОПО). ОПО являются одними из наиболее эффективных источников широкополосных частотных гребенок среднего ИК диапазона, позволяют управлять спектром излучения и контролировать важные для спектроскопии параметры частотной гребенки (положение первой линии в спектре, расстояние между линиями).

Для генерации в ОПО широкополосных частотных гребенок в качестве накачки используют фемтосекундные осцилляторы, спектры которых также представляют собой частотные гребенки. Как правило, накачка ОПО осуществляется синхронно, т.е. временной интервал между соседними импульсами накачки равен времени обхода генерируемым импульсом резонатора ОПО. В общем случае частотная гребенка накачки преобразуется в две частотные гребенки – сигнальную и холостую. Если энергия накачки делится поровну между сигнальной и холостой волнами (divide-by-2 ОПО), осциллятор работает в вырожденном режиме, а центральная длина волны его излучения в два раза больше длины волны накачки. В этом случае сигнальная и холостая гребенки частично или полностью перекрываются (и неразличимы), что позволяет добиться наибольшей ширины спектра (и наименьшей длительности импульса) генерируемого излучения.

Особый интерес представляют двухрезонаторные (с резонатором как для сигнальной, так и для холостой волн) divide-by-2 ОПО, в которых возможен перенос когерентности накачки на генерируемое излучение. Наиболее широкий спектр излучения 2,6-6,1 мкм достигнут при использовании в двухрезонаторном ОПО нелинейного элемента OP-GaAs с периодом 60,5 мкм (N. Leindecker et al., Opt. Express 20, 7047 (2012)). При этом, однако, вблизи центральной частоты спектра (частоты вырождения) наблюдался широкий провал (глубиной до 30 дБ). Кроме того, в работе N. Leindecker и др. не были исследованы когерентные свойства генерируемого излучения.

В диссертации (глава 4) исследованы свойства частотной гребенки среднего ИК диапазона, полученной с помощью ОПО с нелинейным элементом в виде OP-GaAs структуры с периодом 51,5 мкм. Продемонстрирована генерация в вырожденном режиме сверхширокополосной (в диапазоне длин волн 2,6-7,5 мкм на уровне -20 дБ) частотной гребенки с равномерным распределением спектральной плотности (изменение менее 3 дБ в интервале 3,1-4,8 мкм) и средней мощностью до 73 мВт. Показано, что генерируемое излучение сохраняет когерентные свойства накачки. Путем изменения внутрирезонаторной дисперсии осуществлен переход от строго вырожденного режима генерации ОПО с одиночной частотной гребенкой к почти вырожденному режиму с двойной гребенкой, покрывающей еще большую спектральную область.

Цель диссертации

Целью диссертационной работы является разработка ориентированных на спектроскопические приложения методов генерации и детектирования электромагнитных волн терагерцового и среднего ИК диапазонов на основе нелинейно-оптического преобразования ультракоротких лазерных импульсов ближнего ИК диапазона в условиях неколлинеарного (черен-ковского) синхронизма и квазисинхронизма в электрооптических кристаллах.

Научная новизна

Научная новизна работы состоит в следующем.

1. Впервые экспериментально продемонстрировано эффективное нелинейно-оптическое преобразование импульсов титан-сапфирового фемтосе-кундного оптического осциллятора с энергией порядка нескольких нанод-жоулей в широкополосное терагерцовое излучение в неколлинеарной схеме с волноводным распространением импульса накачки в тонком слое ниобата лития и выводом терагерцового излучения под черенковским углом через кремниевую призму.

2. Впервые экспериментально подтверждена эффективность неколли-неарной схемы с тонким слоем электрооптического материала (ниобата лития), прикрепленном к выводящей терагерцовые волны кремниевой призме, для оптико-терагерцового преобразования импульсов фемтосе-кундных оптических осцилляторов с различной центральной длиной волны.

3. Впервые экспериментально зарегистрировано терагерцовое черен-ковское излучение от движущегося импульса сверхбыстрой намагниченности, индуцированного в магнитооптической среде (тербий-галлиевом гранате) ультракоротким лазерным импульсом.

4. Впервые экспериментально реализован новый метод терагерцовой спектроскопии – черенковская эмиссионная терагерцовая спектроскопия, что позволило впервые измерить знак константы Верде магнитооптического материала в условиях сверхбыстрого обратного эффекта Фарадея. Измерения с помощью данного метода величины константы Верде поставили под сомнение результаты предшествующих pump-probe измерений других авторов.

5. Впервые разработана последовательная теория неколлинеарного не-эллипсометрического метода электрооптического стробирования терагер-цовых волн ультракороткими лазерными импульсами, учитывающая принципиально важный фактор конечной ширины оптического пучка.

6. При использовании периодически структурированного кристалла GaAs в качестве активного элемента оптического параметрического осциллятора достигнута генерация частотной гребенки среднего ИК диапазона с рекордной шириной спектра в 1,5 октавы (от 2,6 мкм до 7,5 мкм) и сохранением когерентности излучения накачки.

Практическая значимость работы

Продемонстрированный в диссертации метод высокоэффективного преобразования импульсов фемтосекундных оптических осцилляторов в терагерцовое излучение в структуре из тонкого слоя ниобата лития и кремниевой призмы может найти широкое применение при создании источников излучения для терагерцовой спектроскопии.

Метод черенковской эмиссионной терагерцовой спектроскопии существенно дополняет имеющиеся методы исследования сверхбыстрых оп-томагнитных явлений для широкого класса прозрачных магнитооптических сред.

Разработанная в диссертации теория нового, неэллипсометрического метода электрооптического стробирования терагерцовых волн позволяет объяснить результаты экспериментов по применению этого метода и предложить способы его оптимизации.

Реализованный в диссертации метод генерации рекордно широкой частотной гребенки в среднем ИК диапазоне может найти широкое применение в прецизионной ИК спектроскопии.

Основные положения, выносимые на защиту

1. Импульс фемтосекундного оптического осциллятора, распространяющийся в виде сфокусированной волноводной моды в тонком (толщиной в несколько десятков микрон) слое электрооптического материала (ниобата лития), прикрепленном к кремниевой призме, может эффективно генерировать черенковское излучение в виде широкополосного терагерцо-вого импульса, выходящего через призму в свободное пространство. Ис-8

точником излучения служит нелинейная поляризация, наводимая в электрооптическом материале в результате оптического выпрямления лазерного импульса и движущаяся с групповой скоростью лазерного импульса. Данная схема может обеспечить на два порядка большую эффективность оптико-терагерцового преобразования импульсов титан-сапфирового осциллятора и большую ширину генерируемого спектра, чем стандартная коллинеарная схема с кристаллом ZnTe. Схема позволяет использовать в качестве лазерной накачки фемтосекундные осцилляторы с различной центральной длиной волны, в том числе практически удобные волоконные лазеры.

2. Движущаяся область сверхбыстрой намагниченности, индуцируемая в тербий-галлиевом гранате фемтосекундным лазерным импульсом титан-сапфирового осциллятора, генерирует терагерцовое черенковское излучение, которое может быть зарегистрировано экспериментально с помощью стандартного метода электрооптического стробирования.

3. Измерения константы Верде в субпикосекундном режиме в тербий-галлиевом гранате методом черенковской эмиссионной терагерцовой спектроскопии дают значение, в ~3-10 раз меньшее (по модулю) табличного (квазистатического) значения. Отрицательный знак измеренной константы Верде говорит о парамагнитном характере сверхбыстрого обратного эффекта Фарадея в этом материале.

4. Для корректного теоретического описания модуляции интенсивности пробного оптического пучка при его неколлинеарном нелинейно-оптическом взаимодействии с терагерцовой волной принципиальным является учет конечной ширины пробного пучка. Неколлинеарность пробного и терагерцового пучков приводит к пространственному разделению вкладов в интенсивность от процессов генерации суммарной и разностной частот в дальней зоне пробного пучка, что обеспечивает возможность эффективного неэллипсометрического детектирования терагерцовых волн. В случае детектирования с разрешением по углу дифракции пробного пучка (фотоприемник с малыми угловыми размерами) более высокие терагерцо-вые частоты дают больший вклад в модуляцию интенсивности при больших углах, определяя частотное разрешение метода. В случае, когда на фотоприемник фокусируется половина пробного пучка, схема детектирования работает как частотный фильтр, у которого максимальная частота пропускания обратно пропорциональна ширине пробного пучка и все спектральные компоненты испытываю фазовый сдвиг на 90.

5. Использование периодической структуры из слоев арсенида галлия с чередующейся ориентацией кристаллографических осей (OP-GaAs) в качестве нелинейного элемента оптического параметрического осциллятора позволяет генерировать стабилизированные частотные гребенки среднего инфракрасного диапазона с шириной спектра более 1,5 октавы и средней

мощностью более 70 мВт. При этом излучение оптического параметрического осциллятора сохраняет когерентность излучения источника накачки.

Апробация результатов и публикации

По теме диссертации опубликовано 9 работ, в том числе 4 статьи в рецензируемых научных журналах, и 5 работ в трудах конференций.

Основные результаты диссертации докладывались на семинарах кафедры общей физики ННГУ, а также на следующих конференциях:

The 5th EPS-QEOD Europhoton Conference, Stockholm, Sweden, August 26-31, 2012;

The 5th International Workshop on Far-Infrared Technologies, Fukui, Japan, March 5-7, 2014;

CLEO: QELS–Fundamental Science, San Jose, USA, May 8-13, 2014;

CLEO: Science & Innovations, San Jose, USA, May 10-15, 2015;

X Всероссийский семинар по радиофизике миллиметровых и субмиллиметровых волн, Нижний Новгород, 29 февраля - 3 марта, 2016;

XVI научная конференция по радиофизике, Нижний Новгород, 11-18 мая, 2012.

Работа поддержана Министерством образования и науки РФ в рамках ФЦП «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2014–2020 годы» (соглашение 14.578.21.0041 от 21.08.2014, уникальный идентификатор RFMEFI57814X0041).

Личный вклад автора

Постановка задач и анализ полученных результатов в главах 1, 2 и 3 проводились совместно с научным руководителем Бакуновым М.И. Экспериментальные исследования в главах 1 и 2 проводились совместно с Маш-ковичем Е.А. Численные расчеты в главе 3 проводились совместно с научным руководителем Бакуновым М.И. Постановка задач и анализ результатов в главе 4 проводились совместно с Водопьяновым К.Л. Экспериментальное исследование в главе 4 проводилось совместно со Смольским В.О.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка цитируемой литературы и списка публикаций по диссертации. Общий объем диссертации составляет 87 страниц, включая 20 рисунков, список литературы из 74 наименования на 7 страницах и список публикаций по диссертации из 9 наименований на 1 странице.

Результаты экспериментов

В первой серии экспериментов в качестве источника накачки использовался только титан-сапфировый осциллятор, центральная длина волны которого соответствует углу скоса призмы структуры. На рис. 1.3а построена зависимость средней мощности терагерцового излучения, сгенерированного в волноводном слое LiNbO3 и вышедшего из призмы, от мощности оптической накачки. Для сравнения приведена аналогичная зависимость для распространенной коллинеарной схемы генерации с использованием кристалла ZnTe толщиной 2 мм, которая также была измерена экспериментально. Для этого дополнительного эксперимента оптический пучок накачки фокусировался в кристалл-генератор ZnTe при помощи сферической линзы (с фокусным расстоянием 50 мм) так, чтобы мощность терагерцового излучения была максимальной. Из рисунка 1.3а видно, что максимальная мощность терагерцового излучения, генерируемая в структуре приблизительно в 150 раз больше, чем максимальная терагерцовая мощность, которую удается достичь в схеме с использованием кристалла ZnTe. Эффективность оптико-терагерцового преобразования в структуре достигает 0,810-4 (см. рис. 1.3б).

На рисунке 1.4 представлена волновая форма и спектр терагерцового излучения. Соотношение сигнал/шум в частотной области составило в эксперименте 50дБ. Наличие провала в спектре связано с деструктивной интерференцией двух типов терагерцовых волн – движущихся от источника в направлении призмы и отраженных от границы ниобат лития/воздух.

Во второй серии экспериментов была исследована возможность использования для накачки волноводного слоя LiNbO3 излучения различных фемтосекундных осцилляторов. На рис. 1.5 представлено сравнение зависимости средней мощности терагерцового излучения от мощности пучка накачки для титан-сапфирового, неодимового и эрбиевого осцилляторов. Различия в мощности генерируемого излучения возникают в основном из-за Мощность накачки (мВт) Рис. 1.3 Зависимости (а) терагерцовой мощности и (б) эффективности преобразования от мощности излучения накачки титан-сапфирового лазера для структуры, состоящей из волноводного слоя LiNbO3 и Si призмы (треугольники), и кристалла ZnTe (круги). 15 0 200 400 600

Проведенное исследование показывает, что структура с волноводным слоем ниобата лития, прикрепленным к выводящей терагерцовые волны кремниевой призме, позволяет преобразовывать импульсы фемтосекундных осцилляторов в терагерцовое излучение с эффективностью, достигающей значения 0,810-4 (рекордное значение для импульсов накачки наноджоуль-ного уровня), что на 2 порядка превосходит стандартную коллинеарную схему с кристаллом ZnTe. Ширина спектра терагерцового излучения составляет при этом более 2 ТГц. Высокая частота повторения импульсов фемтосекунд-ных осцилляторов (около 100 МГц) обеспечивает высокое значение важнейшего для спектроскопических приложений соотношения сигнал/шум (50 дБ в эксперименте). Наконец, было показано, что для накачки структуры можно использовать фемтосекундные осцилляторы с практически любыми параметрами импульсов. Последнее обстоятельство делает структуру, состоящую из волноводного слоя ниобата лития и кремниевой призмы, одним из наиболее универсальных (наряду с фотопроводящими антеннами) источников широкополосного терагерцового излучения. Глава 2. Черенковская эмиссионная терагерцовая спектроскопия оптомагнитных эффектов

В данной главе проведено экспериментальное исследование возможностей черенковской эмиссионной терагерцовой спектроскопии как метода исследования сверхбыстрых оптомагнитных явлений, в частности, сверхбыстрого ОЭФ в кристалле тербий-галлиевого граната (ТГГ). Простейшая реализация данного метода состоит в следующем. Оптический импульс с круговой поляризацией распространяется в прозрачном кристалле ТГГ (вдоль границы кристалла), производя движущийся импульс намагниченности посредством ОЭФ. Движущийся импульс намагниченности, в свою очередь, генерирует черенковский конус терагерцовых волн, излучаемых в специальную выводящую кремниевую (Si) призму, приложенную к границе среды.

В данной главе для облегчения поиска слабого терагерцового сигнала от импульса оптонамагниченности между кристаллом ТГГ и Si призмой предлагается поместить тонкий слой электрооптического материала – ниобат лития (LiNbO3, LN). Часть оптического пучка накачки попадает в прослойку ниобата лития, порождая в нем терагерцовые волны посредством нелинейно-оптического выпрямления. Относительно сильный терагерцовый сигнал из LiNbO3 используется в качестве опорного сигнала для юстировки оптической схемы. Такой прием позволяет уловить слабое терагерцовое излучение, порожденное импульсом оптонамагниченности, и направить его в электрооптический детектор. Анализ зависимости полярности терагерцового сигнала от поляризации импульса накачки позволил определить, что сверхбыстрый ОЭФ в кристалле ТГГ имеет парамагнитную природу. По величине терагер-цового сигнала была оценена константа Верде ТГГ в субпикосекундном режиме – от –0,29 мин Э-1см-1 до –0,1 мин Э-1см-1.

Измерение константы Верде в сверхбыстром режиме

На рис. 2.2 представлены формы терагерцовых импульсов, излучаемых структурой, в зависимости от поляризации излучения накачки. Перетяжка оптического пучка находится в кристалле ТГГ на расстоянии 0,5 мм от слоя LiNbO3. В случае линейной поляризации накачки (рис. 2.2а), наблюдается только сигнал из слоя ниобата лития, находящийся в районе 1-4 пс временной задержки. Этот импульс был сгенерирован краями оптического пучка накачки. Для циркулярной поляризации, как левой (рис. 2.2б), так и правой (рис. 2.2в), сигнал состоит из опорного сигнала из LiNbO3 (уменьшенного по сравнению с предыдущим случаем в 2 раза) и сигнала из ТГГ, представленного на рисунке последовательностью импульсов в районе временной задержки 4 пс. Полярность сигналов из ТГГ зависит от направления вращения поляризации накачки. Это неотъемлемый признак нетепловых оптомагнит-ных эффектов. Оптомагнитная часть сигнала ( 4 пс) состоит из интересующего нас черенковского излучения от импульса сверхбыстрой намагниченно-сти ( 4-8 пс) и переходного излучения от входной границы ТГГ ( 8 пс). Переходное излучение, как правило, сопровождает черенковское излучение во всех системах конечного размера [52]. Переходное излучение распространяется от входной границы среды как терагерцовая волна в свободном пространстве позади черенковского конуса (или клина, в данном случае), который движется с групповой скоростью оптического импульса [53]. Из-за меньшей скорости распространения переходного излучения, оно приходит на детектор после черенковского импульса. Чтобы подтвердить, что это именно переходное излучение, в эксперименте были проведены измерения величины переходного сигнала, при смещении фокусирующей линзы (и, соответственно, положения перетяжки) вдоль пучка накачки. Величина переходного импульса увеличивалась при приближении перетяжки пучка накачки ко входной границе кристалла ТГГ.

При исследовании терагерцового сигнала необходимо принимать во внимание, что все три детектируемые компоненты терагерцового излучения, а именно, опорный сигнал, черенковское излучение и переходное излучение, распространяются в Si призме под немного разными углами. Соответственно, выходят эти компоненты из призмы тоже под разными углами. Опорный сигнал является черенковским излучением от движущегося диполя, индуцированного оптическим импульсом накачки, точнее, той его части, что попала в слой LiNbO3. Угол между направлением пучка оптической накачки и направлением распространения терагерцового излучения (черенковский угол) определяется отношением группового оптического коэффициента преломления ниобата лития nLN=2,25 и фазового терагерцового коэффициента преломления кремния nSi=3,42: sinr=nLN/nSi, r41. Следующая составляющая сигнала, т.е. черенковское излучение от движущегося магнитного момента, возникает под действием основной части пучка накачки в слое ТГГ. Черенков-ский угол этой компоненты в призме определяется величиной группового оптического коэффициента преломления тербий-галлиевого граната 0

Волновые формы терагерцового излучения при (а) линейной, (б) правой круговой и (в) левой круговой поляризации импульса накачки. nTGG=2,U: sinCh= nTGGJnSl, Ch39. Третья часть сигнала - переходное излучение - представляет собой цилиндрическую волну, которая, слегка преломившись на границе ТГГ/Si, распространяется в призме в широком диапазоне углов. После выхода излучения из призмы в свободное пространство, угол между направлениями распространения опорного излучения и излучения от магнитного момента увеличивается до 7. Следовательно, величина и волновая форма каждой из составляющих терагерцового излучения крайне чувствительны к ориентации плоского зеркала, т.е. углом на рис. 2.1. На рис. 2.2 зеркало находится в промежуточном положении, позволяющем продемонстрировать все три компоненты излучения. Однако в этом положении зеркала волновые формы каждой компоненты оказываются искаженными. Чтобы правильно отобразить волновую форму наиболее интересной компоненты сигнала - черенковского излучения от импульса оптонамагниченности - плоское зеркало было повернуто так, чтобы угол изменился приблизительно на 7. Результат детектирования показан на рис. 2.3. Опорный сигнал и переходное излучение становятся неразличимо малыми, а волновая форма черенковского импульса преобразуется в биполярный импульс, что и предсказывалось теоретически в работе [30] для слоя ТГГ с кремниевой призмой. Спадающие осцилляции, следующие за основным импульсом, связаны с многократными отражениями терагерцовых волн в слое ниобата лития.

Согласно расчетам работы [30], ширина спектра черенковского излучения, генерируемого в кристалле ТГГ, определяется величиной эффективной длительности оптич еского имп ульса Tejy д т2 + (9.2а)2 , где - длительность импульса в фемтосекундах, а - ширина пучка в микронах. Зависимость ширины спектра черенковского излучения от параметров и а подробно рассматривается, например, в работе [53]. В эксперименте величина (ширина на уровне половины от максимума) составляла приблизительного фс до кристалла ТГГ и 500 фс на выходе из кристалла, в то время как а составляла приблизительно 8 мкм. Следовательно, eff ограничивалась величиной 0

Частота (ТГц) 15 Рис. 2.3. Волновые формы черенковского излучения при (а) правой круговой и (б) левой круговой поляризации импульса накачки; (в) спектр черенковского излучения. . Ширина терагерцового спектра (см. рис. 2.3в) соответствует eff -400-500 фс, что хорошо согласуется с величиной , измеренной после кристалла.

Анализируя полярность терагерцовых импульсов, изображенных на рис. 2.3а и рис. 2.3б, можно сделать вывод о характере (диамагнитном или парамагнитном) сверхбыстрого магнитного отклика. В самом деле, полярность черенковского излучения зависит от ориентации магнитного момента М по отношению к направлению его движения [30]. В свою очередь, ориентация М зависит от поляризации генерирующего лазерного импульса и знака постоянной Вер де V [18]: M = ±zVa) ptI. (2.1) В формуле (2.1): z- единичный вектор в направлении распространения оптического пучка накачки; ор1 - частота оптического излучения; I - огибающая интенсивности оптического импульса; верхний и нижний знаки соответствуют правой и левой циркулярной поляризации (т.е. правому и левому винту в пространстве). Постоянная Верде V 0 для диамагнитного и V 0 для парамагнитного характера эффекта соответственно [22].

Полярности электрооптических сигналов на рис. 2.3а и рис. 2.3б зависят от условий, при которых осуществлялось электрооптическое стробирова-ние. К таким условиям относятся: ориентация кристаллографических осей кристалла-детектора ZnTe; положение кристалла-детектора относительно элементов, фокусирующих терагерцовый пучок, т.к. на форму сигнала может повлиять набег фазы Гуи [54]; полярность разностного отклика балансного фотодетектора. Чтобы однозначно связать полярность электрооптического сигнала и полярность электрического поля терагерцового импульса, излучаемого из структуры «ТГГ/LiNb03/Si», был использован импульс, излучаемый из другой (но похожей) структуры - 2-мм кристалла LiNb03 с выводящей Si призмой. Полярность этого опорного терагерцового импульса может быть вычислена [8, 55], если известно направление оптической оси кристалла LiNb03. Для кристалла толщиной 2 мм направление оптической оси легко найти экспериментально благодаря пьезоэлектрическому эффекту. В условиях эксперимента оптическая ось LiNbO3 была направлена вниз, и опорный сигнал от структуры «LiNbO3/Si», помещенной на место структуры «ТГГ/LiNbO3/Si», представлен на рис. 2.4. Сравнение рисунков 2.3а и 2.3б с рис. 2.4 позволяет определить, что V 0, т.е. сверхбыстрая намагниченность от ОЭФ имеет парамагнитную природу. Этот факт опровергает предположения, сделанные в работе [22].

Детектирование с угловым разрешением

Из уравнения (3.19) видно, что распределение оптической интенсивности по углам формируется при больших значениях х. На периферии немодулированной составляющей оптического пучка /0 ос ехр(-2#2 / в2в), величина модуляции оптической интенсивности AI (х,6,т) = I (х,6,т) - 10(х,в), определяемая вторым слагаемым правой части уравнения (3.19), в принципе может превысить величину 10(х,9). Однако, т.к. воздействие терагерцового излучения на оптический импульс считается слабым, модуляция оптической интенсивности / должна быть небольшой по сравнению с немодулированной интенсивностью /0 для любых углов в. Это условие ограничивает область применения уравнения (3.19) неким интервалом углов -6тах в втах, где втах определяется из условия / /0 и зависит от параметров кристалла /(2) и порЬ центральной оптической частоты со0, длины перекрытия оптического и терагерцового пучков L (на практике L часто зависит от размера перетяжки сфокусированного терагерцового пучка) и спектральной амплитуды терагерцо вого излучения (см. уравнение 3.19). Теоретически, 9тах может существенно превышать 6D. Однако при больших значениях угла в, и /0, и / становятся малыми, что может сделать их измерение в эксперименте невозможным из-за шумов.

В расчетах полагалось, что после взаимодействия на участке 0 x L с терагерцовой волной, пробный пучок продолжает распространяться в кристалле. Однако результат вычислений, выраженный уравнением (3.19), может быть легко модифицирован для применения к реальной экспериментальной ситуации, когда оптический пучок выходит из кристалла и детектируется в свободном пространстве [37]. Для этого нужно просто заменить в на 61порЬ что следует из закона Снелля, примененного к явлению преломления на границе кристалл/воздух (потерями при прохождении границы мы пренебрегаем). После этой замены необходимо также переопределить значения вв и в для свободного пространства. Для этого нужно заменить порівв на 6D и порів на в. Во всех формулах ниже, углы в, вв и в заменены на свои значения в свободном пространстве.

Обратимся теперь к подробному анализу уравнения (3.19). В первую очередь необходимо обратить внимание на одно важное различие с предыдущей упрощенной теорией неколлинеарного неэллипсометрического детектирования [37]. Вклады в модуляцию оптического импульса от процессов ГСЧ и ГРЧ, выраженные в правой части (3.19) слагаемыми соответственно с верхним и нижним знаками, пространственно разделены. Их смещения от оси 0=0 направлены в разные стороны и определяются множителем

ехр[-(# + 6й)21б1 \. Разделение сигналов от ГСЧ и ГРЧ, имеющих противоположные знаки, является фундаментальной отличительной чертой неколлинеарного электрооптического стробирования, делающей неэллипсометриче-ское детектирование возможным. В коллинеарной геометрии сигналы от ГСЧ и ГРЧ практически полностью компенсируют друг друга [37].

Другой важной особенностью неколлинеарного электрооптического стробирования, следующей из уравнения (3.19), является угловое распределение спектра модуляции пробного пучка. Действительно, благодаря множителю ехр[-(0 + 0п)2/0], для каждой частоты будет существовать свой максимум, приходящийся на определенный угол в: в±в. Эта особенность делает результат неколлинеарного неэллипсометрического электрооптического стробирования чувствительным к экспериментальным условиям.

Рассмотрим первую экспериментальную ситуацию, при которой размер фотодиода ограничен диафрагмой с угловым размером дв (если смотреть из области взаимодействия, т.е. 0 x L и z а0), который мал по сравнению с показателем расплывания пробного пучка вв: дв«вв. В этом случае, помещая диафрагмированный фотодиод в пробный пучок под разными углами в (например, двигая его вдоль оси г), можно получить электрооптический сиг нал, разрешенный по углу S(0,)=I/I0, который, согласно уравнению (3.19), представляется в виде:

Необходимо подчеркнуть, что функция s(,) определяется как модуляция интенсивности пробного пучка I(x,,) на определенном угле , нормированная на величину немодулированной интенсивности I0(x,) на этом угле.

Применим уравнение (3.21) к типичной экспериментальной ситуации, а именно, детектирования в кристалле LiNbO3 с использованием в качестве пробного пучка излучения титан-сапфирового лазера (=0,8 мкм). Будем считать nopt=2,2 [62] и ng=2,25 [56] для пробного оптического пучка, распространяющегося в кристалле как необыкновенная волна, и nTHz=4,75 [63] для необыкновенной терагерцовой волны. В этом случае угол черенковского синхронизма будет составлять =cos-1(ng/nTHz)62. Положим L=4 мм, как в эксперименте в работе [34].

Волновая форма (а) и амплитудный спектр (б) модельного импульса, построенные по формуле (3.22) для T=0,3 пс. возрастает с увеличением в , а его полярность переворачивается при 0=0. Это свойство кривых иллюстрирует механизм пространственного разделения процессов ГСЧ и ГРЧ. Форма сигнала напоминает скорее производную от входного терагерцового импульса, чем сам импульс (сравните рис. 3.2а и 3.3а). Этот результат вычислений также согласуется с экспериментальными результатами работы [37]. На рисунке 3.3б изображены спектральные амплитуды выходного сигнала для различных углов из интервала 0#2#D. Интересной особенностью спектров является смещение максимума спектральной амплитуды в область высоких частот при увеличении в. Это объясняется наличием множителя &хр[-(в + в )2 / в ] в уравнении (3.21). Поскольку 6oc7 значение множителя увеличивается на высоких частотах при увеличении в . Этот вывод позволяет объяснить результаты недавнего эксперимента [64] по частотно-разрешенному детектированию широкополосного терагерцового излучения.

Измерение порога генерации и выходной мощности оптического параметрического осциллятора

В строго вырожденном режиме работы ОПО частота смещения заполнения относительно огибающей привязана к параметрам источника накачки. Справедливо либо соотношение fCEO,OPO=fCEO,pump/2 (случай А), либо fCEO,OPO=fCEO,pump/2+frep/2 (случай Б), где frep – частота следования импульсов лазера накачки. Возможность существования только этих двух сценариев является следствием трех ограничивающих факторов. Во-первых, частота следования импульсов из ОПО при синхронной накачке задается частотой frep накачки, следовательно, и расстояние между соседними модами гребенки ОПО определяется частотой frep. Во-вторых, гармоники и сигнальной, и холостой волн совпадают с продольными модами резонатора двухрезонаторного ОПО. Третьим фактором является закон сохранения энергии для фотонов накачки, холостой и сигнальной гармоник [43]. В случае, если двухрезонатор-ный ОПО работает в невырожденном режиме, то смещение заполнения относительно огибающей у сигнальной и холостой волн различаются, оставаясь при этом детерминированными.

Частота повторения импульсов лазера накачки frep стабилизировалась в эксперименте на значении 115,24 МГц (±0,1 Гц), частота смещения заполнения относительно огибающей накачки fCEO,pump=40,48 МГц. Для определения частоты смещения заполнения относительно огибающей ОПО было исполь зовано возникновение побочного нелинейного эффекта в кристалле GaAs – генерации суммарной частоты (ГСЧ) SFG=pump+OPO в диапазоне 1150-1450 нм. Излучение на суммарной частоте отделялось от основного излучения ОПО при помощи дихроичного зеркала, после чего заводилось в волокно и накладывалось (с соответствующей временной задержкой) на суперконтинуум, который генерировался в нелинейном волокне под действием излучения накачки. Возникающие в результате наложения биения радиочастотного диапазона измерялись при помощи быстрого (350 МГц) InGaAs балансного фотодетектора и радиочастотного анализатора спектра. Схема измерения fCEO,OPO представлена на рис. 4.3. Частота биений между гребенкой ГСЧ и гребенкой СК определяется из выражения: fRF=(nfrep+fCEO,pump+fCEO,OPO)-(mfrep+fCEO,pump)=(n-m)frep+fCEO,OPO, (4.1) где n и m – целые числа. Таким образом, измеряя частоту биений fRF, можно определить частоту смещения заполнения относительно огибающей. В вырожденном режиме генерации исследуемого ОПО: в случае А (см. выше) fRF=fCEO,OPO=fCEO,pump/2=20,24 МГц; в случае Б fRF=fCEO,OPO=fCEO,pump/2+frep/2= 77,86 МГц либо, поскольку в эксперименте перед анализатором спектра помещался радиочастотный фильтр нижних частот (с частотой отсечки 50 МГц), ее «зеркальное отражение» frep-fRF=fCEO,OPO= frep-fCEO,pump/2=37,38 МГц.

Для обнаружения сигнала биений между излучением на суммарной частоте и суперконтинуумом от накачки, в обоих каналах (см. рис. 4.2а) использовались волоконные оптические полосовые фильтры (0=1220nm, =10nm), вырезающие небольшие одинаковые части спектров. В дальнейшем, для получения коллективных гетеродинных биений, характеризующих всю частотную гребенку ОПО, полосовые фильтры удалялись. СК из Tm лазера

Генерация излучения в двухрезонаторном ОПО осуществляется только при определенных значениях длины резонатора, составляющих дискретный ряд [43,44]. Переход с одного такого значения на другое сопровождается изменением частоты смещения заполнения относительно огибающей ОПО на величину frep/2 [47]. Кроме того, подобный переход скачкообразно изменяет внутрирезонаторную дисперсию ОПО, и, следовательно, генерируемый спектр. Для плавного изменения дисперсии и для достижения наибольшей ширины спектра использовалась процедура перемещения CaF2 клина (см. рис. 4.1), что изменяло его толщину (около 0,7 мм) в месте падения пучка. Спектр ОПО записывался при помощи Фурье-спектрометра. В левой части рис. 4.4 представлены спектры излучения ОПО в зависимости от толщины клина, в правой части рисунка – соответствующие радиочастотные сигналы на анализаторе спектра. Переход на рис. 4.4 от (а) к (ж) соответствует постепенному уменьшению толщины клина на 90 мкм. При этом положение пье-зотранслятора задавалось так, чтобы при перемещении клина не происходил переход на другой резонансный пик. Частота смещения заполнения относительно огибающей ОПО остается равной 20,24 МГц (т.е. половине частоты смещения несущей относительно огибающей лазера накачки) при изменении положения клина, соответствующему переходу на рис. 4.4 от (а) к (д). Отдельно в эксперименте была измерена ширина пика биений на анализаторе спектра (вставка на рис. 4.4), приблизительно равная 15 Гц. Хотя разрешение анализатора спектра не позволило измерить ширину пика более точно, сделанная оценка согласуется с результатами недавней работы [48], где было показано, что ширина линии частотной гребенки ОПО отличается ширины линии частотной гребенки лазера накачки не более чем на 1 Гц.

Дальнейшее изменение внутрирезонаторной дисперсии (рис. 4.4е, ж) приводит к разделению частотной гребенки ОПО на две частотные гребенки. Это проявляется, во-первых, в изменении картины спектра генерируемого излучения, где возникают два «горба», а во-вторых, в разделении пика радиочастотных биений на два пика, симметрично смещенных от частоты 20,24 МГц. Расстояние между пиками f равно 1,75 МГц (рис. 4.4е) и 6,1 МГц (рис. 4.4ж). В данном случае ОПО генерирует две частотные гребенки (сигнальную и холостую гармоники), которые хоть и перекрываются (частично) в спектральной области, но имеют различные частоты смещения заполнения относительно огибающей. На рис. 4.4 (е, ж) можно увидеть возникновение дополнительных пиков биений на частоте f. Эти биения не зависят от задержки между СК и ГСЧ и возникают от наложения двух гребенок ОПО (сигнальной и холостой) друг на друга. О том, что биения на частоте f заложены непосредственно в генерируемом ОПО излучении, свидетельствуют результаты детектирования выходящего из ОПО ИК пучка при помощи быстрого HgCdTe (MCT) детектора (VIGO System S.A.): в случаях, соответствующих пунктам (е,ж) на рис. 4.4 в сигнале также наблюдались биения на частоте f.

При переключении ОПО с одного дискретного значения длины резонатора на другое, соответствующее случаю Б, при котором fCEO,OPO=fCEO,pump/2+frep/2, как и ожидалось, на анализаторе спектра возникли биения на частоте 37,38 МГц. Процесс изменения спектра ОПО при изменении внутрирезонаторной дисперсии проиллюстрирован на рис. 4.5. Как и в предыдущем случае (рис. 4.4), на рис. 4.5 при определенной дисперсии наблюдается разделение частотной гребенки на две гребенки, с различающимися на величину f (равную 2 МГц на рис. 4.5е и 6,5 МГц на рис. 4.5ж) частотами смещения заполнения относительно огибающей.