CC BY
8DOI 10.24412/2308-6920-2021-6-296-297
ЛАЗЕРНАЯ ГЕНЕРАЦИЯ В СИСТЕМАХ С СИЛЬНОЙ СВЯЗЬЮ ПРИ ОТРИЦАТЕЛЬНОЙ ИНВЕРСИИ АКТИВНОЙ СРЕДЫ
12* 12 12 12 Зябловский А.А. ' , Доронин И.В. ' , Андрианов Е.С. ' , Виноградов А.П. '
'Всероссийский научно-исследовательский институт автоматики им. Н.Л. Духова (ВНИИА),
г. Москва
2Институт теоретической и прикладной электродинамики РАН, г. Москва E-mail: zyablovskiy@mail.ru
Создание наноразмерных источников когерентного излучения является важной задачей. Минимально возможный размер диэлектрических лазеров ограничен половиной длины волны генерируемого света. Использование плазмонных наноструктур позволяет преодолеть дифракционный предел [1]. Однако субволновая локализация электромагнитного поля в плазмонных структурах приводит к увеличению омических потерь, что затрудняет генерацию когерентного излучения в плазмонных лазерах [2]. Для генерации необходимо преодолеть потери в плазмонном резонаторе, что требует использования активных сред с большим коэффициентом усиления и больших мощностей накачки. Высокая мощность накачки приводит к нагреву и деградации активной среды, что отрицательно сказывается на характеристиках плазмонных лазеров [2], например, на ширине линии и функции когерентности второго порядка излучения.
С другой стороны, локализация электромагнитного (ЭМ) поля в плазмонных структурах приводит к увеличению константы связи между ЭМ полем и активными атомами [3]. Если константа связи превышает скорость диссипации, система переходит в режим сильной связи [4]. В режиме сильной связи взаимодействие между ЭМ полем и активными атомами приводит к образованию поляритонных состояний и появлению Раби расщепления в спектре системы [3]. Формирование поляритонных состояний приводит к изменению оптических [5], электрических [6] и химических [7] свойств среды, что может быть использовано для создания новых оптических и квантовых устройств.
В одномодовом лазере режим сильной связи реализуется при отрицательной инверсии населенности в активной среде [8,9]. В режиме сильной связи происходят осцилляции энергии между ЭМ полем и активными атомами. В процессе осцилляций энергия перетекает от ЭМ поля к атомам и обратно. Направление потока энергии определяется разностью фаз между ЭМ полем в резонаторе и поляризацией атомов. При отрицательной и постоянной во времени инверсии населенности поток энергии в среднем направлен из резонатора в активную среду. В результате происходит затухание колебаний ЭМ поля и поляризации атомов. В нашей работе [8] мы показали, что использование модулированной во времени накачки позволяет контролировать разность фаз между ЭМ полем и поляризацией атомов и добиться того, чтобы поток энергии в среднем был направлен из активной среды к ЭМ полю в резонаторе. В результате оказывается возможным добиться усиления света в резонаторе даже при отрицательной инверсии населенности активной среды [8].
Усиление света само по себе не гарантирует когерентность излучаемого света. Для достижения когерентности в смысле функций когерентности первого и второго порядка необходимо преодолеть некогерентный вклад шума [10]. В своей работе [11] мы исследовали когерентные свойства одномодового лазера, работающего в режиме сильной связи, при периодической во времени накачке. Мы считали, что средняя мощность накачки фиксирована и исследовали зависимость спектра и функции когерентности второго порядка излучения от амплитуды модуляции. Наши расчеты показали, что существует пороговое значение амплитуды модуляции, при превышении которого наблюдается сильное увеличение интенсивности ЭМ поля в резонаторе. В спектре системы наблюдаются два пика на частотах, определяемых Раби расщеплением от частоты перехода активных атомов. Каждому пику в спектре соответствует своё поляритонное состояние. При увеличении амплитуды модуляции накачки (выше порогового значения) происходит уменьшение ширин линий пиков, которые оказываются обратно пропорциональными интенсивности ЭМ поля в резонаторе. Одновременно с уменьшением ширин линий излучения происходит изменение функции когерентности второго порядка излучения с 2 до 1, то есть излучение становится когерентным. Примечательно, что это происходит при отрицательной инверсной населенности активной среды.
В своей работе [11] мы показали, что коэффициент пропорциональности между шириной линии излучения лазера, работающего в режиме сильной связи, и обратной интенсивностью ЭМ поля в
резонаторе на два порядка меньше, чем в обычном лазере. Другими словами, ширина линии излучения лазера, работающего в режиме сильной связи, оказывается на два порядка меньше ширины линии излучения обычного лазера при той же интенсивности ЭМ поля в резонаторе [11]. Дополнительное уменьшение ширины линии излучения в лазере, работающем в режиме сильной связи, обусловлено двумя факторами. Во-первых, модуляция накачки создает эффективный потенциал для разности фаз между амплитудами поляритонных состояний [11]. Такой потенциал приводит к подавлению диффузии разности фаз между поляритонными состояниями [11], аналогично тому, как это происходит между состояниями в голографическом лазере [12]. Во-вторых, из-за взаимной неортогональности поляритонных состояний спонтанное излучение активных атомов в основном вызывает диффузию разности фаз, а не диффузию полной фазы [11]. Таким образом, происходит подавление как диффузии разности фаз, так и диффузии полной фазы. Такое подавление приводит к дополнительному уменьшению ширин линий излучения лазера, работающего в режиме сильной связи, при модулированной мощности накачки [11]. Важно отметить, что средняя мощность накачки необходимая для генерации когерентного излучения в таком режиме, оказывается меньше, чем накачка необходимая для работы обычного лазера, что может помочь решить проблемы перегрева и деградации активной среды в нанолазерах.
Литература
1. Bergman D.J., Stockman M.I, Phys. Rev. Lett. 90(2), 027402 (2003)
2. Khurgin J.B., Sun G, Appl. Phys. Lett. 100(1), 011105 (2012)
3. R. Chikkaraddy et al., Nature 535(7610), 127-130 (2016)
4. Torma P., Barnes W.L., Rep. Prog. Phys. 78(1), 013901 (2015)
5. Sanvitto D, Kena-Cohen S, Nat. Mater. 15(10), 1061-1073 (2016)
6. Hutchison J.A. et al., Adv. Mater. 25(17), 2481-2485 (2013).
7. Hutchison J.A. et al., Angew. Chem., Int. Ed. 51(7), 1592-1596 (2012).
8. Doronin I. V. et al., Phys. Rev. A 100(2), 021801 (2019)
9. J.B. Khurgin, Optica 7(8), 1015-1023 (2020)
10. Scully M.O., Zubairy M., Quantum optics, Cambridge Press, London (1997)
11. Doronin I. V., Zyablovsky A.A., Andrianov E.S., Opt. Express, 29(4), 5624-5634 (2021)
12. Krause J., Scully M. O., Phys. Rev. A 36(4), 1771-1778 (1987)
