Письма в Журнал экспериментальной и теоретической физики, 2024, № 1-2 (Том 120)

Р О С С И Й С К А Я   А К А Д Е М И Я   Н А У К
П И С Ь М А
В
ЖУРНАЛ
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ
И ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ ФИЗИКИ
Основан в 1965 году      Выходит 24 раза в год
том 120
Главный редактор В. М. Пудалов
Редколлегия
Конденсированные среды: Г. Е. Воловик (зам. гл. редактора), Э. В. Девятов,
А. С. Иоселевич, К. Э. Нагаев, В. М. Пудалов, А. Л. Рахманов, А. А. Гиппиус, В. И. Альшиц 
Элементарные частицы и физика ядра: А. В. Нефедьев, И. В. Полюбин,
Н. Н. Николаев, Д. С. Горбунов
Гидродинамика, плазма: В. П. Пастухов (зам. гл. редактора),
К. В. Чукбар, Н. Л. Александров
Оптика, физика лазеров, нелинейная оптика: С. П. Кулик, О. Г. Косарева, А. В. Наумов 
Квантовая информатика: Ю. Г. Махлин
Гравитация, космология: А. А. Старобинский, М. Р. Гильфанов, К. А. Постнов,
Д. С. Горбунов
Москва
ФГБУ «Издательство «Наука»

Р О С С И Й С К А Я А К А Д Е М И Я Н А У К
П И С Ь М А
В
ЖУРНАЛ
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ
И ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ ФИЗИКИ
том 120
Выпуск 1
10 июля 2024
Журнал издается под руководством
Отделения физических наук РАН
Главный редактор В. М. Пудалов
Заместители главного редактора
Г. Е. Воловик, В. П. Пастухов
Зав. редакцией
И. В. Подыниглазова
Адрес редакции
119334 Москва, ул. Косыгина 2
тел./факс
(499)-137-75-89
e-mail
letters@kapitza.ras.ru
Web-страница
http://www.jetpletters.ru
Интернет-версия английского издания
http://www.springerlink.com/content/1090-6487
© Российская академия наук, 2024
© Редколлегия журнала “Письма в ЖЭТФ” (составитель), 2024

Pis’ma v ZhETF, vol. 120, iss. 1, pp. 3 – 4
© 2024 July 10
First observation of universality of short range nucleon correlations in
the production of strange mesons
Yu. T. Kiselev1)
National Research Center “Kurchatov institute” – KCFI, 117219 Moscow, Russia
Submitted 23 February 2024
Resubmitted 2 June 2024
Accepted 3 June 2024
DOI: 10.31857/S1234567824130019, EDN: ZNAMAX
Fig. 1. Ratios of the per-nucleon invariant cross sections
for K+ meson production on nucleus A to that on 9Be
as a function of the variable αA. Over all normalization
uncertainty of 12 % is not shown
Fig. 2. The same as in Fig. 1, but for K−mesons
Nucleon-nucleon short range correlations (SRCs) in
nuclei are important part of the nuclear structure and
have been a subject of intensive studies in the last years.
These objects represent temporary fluctuations in average nuclear matter density that occur when two or more
nucleons separated by about 1 fermi (1 fm = 10−13 cm).
Spatial overlap of correlated nucleons entails a significant increase in SRC density up to four to five times the
average nuclear density, ρ0 = 0.16 fm−3, and is comparable to the density of neutron stars. The SRC study
will provide valuable information about the largely unexplored region of the QCD phase diagram associated
with high baryon density and low temperature. Understanding the internal structure of SRCs – whether they
are hadronic or quark objects – is one of the unresolved
problems of modern nuclear physics and astrophysics.
One of the main properties of SRCs is universality,
which means that their properties are independent of
the atomic masses of the nuclei reflecting the properties of nuclear matter. So far, the property of universality has been observed in electron-nuclear collisions for
the breakup of proton-neutron correlations, as well as
in proton-nuclear collisions for the production of cumulative pions with high momenta. Both processes involve
only light quarks. Up to now, we have almost no experimental information about the flavor dependence of the
SRC properties. In this letter, we report the first observation of SRC universality in kaon production on nuclei in the kinematic region of large energy-momentum
transfers thereby extending the investigation of the SRC
universality to the sector of strange quarks. To this end
we reanalyzed our data on the production of high momentum kaons emitted at 970 and 1190 (in lab) from
nuclear targets irradiated by 10-GeV proton beam. The
αA-dependencies of the per-nucleon cross section ratios
for K+ and K−meson production on nucleus A to that
on 9Be in the range of dominant contribution to the
1)e-mail: yurikis@itep.ru
cross sections from two-nucleon correlations are shown
in Fig. 1 and 2, respectively. The modified light cone
variable αA is defined in the system where nucleus A
moves with high velocity. It accounts for the recoil of
the residual A −2 system in the collision of a proton
and two-nucleon correlation as well as finite velocity of
the colliding objects. The observed plateaus in the cross
section ratio indicate the onset of the SRC universality.
This is the first observation of the universality of the
Письма в ЖЭТФ
том 120
вып. 1 – 2
2024
3

Yu. T. Kiselev
SRCs in the strange quark sector. Target atomic mass
dependencies of the cross sections for kaon production
give an evidence for a weak absorption of K+ and K−
compared to that expected in the hadronic models. The
results of the performed analysis support the QCD motivated models of SRC.
Funding. This work has no funding.
Conflict of interest. The author of this work declares that he has no conflicts of interest.
This is an excerpt of the article “First observation of universality of short range nucleon correlations in the production of strange mesons”. Full text
of the paper is published in JETP Letters journal.
DOI: 10.1134/S0021364024601969.
Письма в ЖЭТФ
том 120
вып. 1 – 2
2024

Письма в ЖЭТФ, том 120, вып. 1, с. 5 – 10
© 2024 г. 10 июля
Фазочувствительная плазменная нелинейность, управляемая
предельно короткими импульсами
И. В. Савицкий+, П. Б. Глек+, Р. М. Алиев+, Е. А. Степанов+∗, А. А. Воронин+∗, А. А. Ланин+∗,
А. Б. Федотов+∗1)
+Физический факультет МГУ имени М. В. Ломоносова, 119991 Москва, Россия
∗Российский квантовый центр, 143025 Сколково, Россия
Поступила в редакцию 30 апреля 2024 г.
После переработки 31 мая 2024 г.
Принята к публикации 4 июня 2024 г.
В работе экспериментально продемонстрирована и подтверждена численным моделированием генерация спектральных компонент на чувствительной к фазе несущей относительно огибающей лазерного
импульса плазменной нелинейности в тонкой пленке селенида цинка (ZnSe). Реализована схема накачказондирование, в которой импульс накачки с длительностью около 1.5 периодов поля, с центральной длиной волны 1.7 мкм и стабилизированной фазой несущей относительно огибающей индуцирует фотоионизацию в тонкой пленке селенида цинка. Зондирующий импульс рассеивается на плазме, генерируя новые
фазочувствительные спектральные компоненты на краях своего спектра. Проведенный теоретический
анализ подтверждает плазменную нелинейность как механизм генерации этих компонент. Наблюдаемый
эффект можно использовать для характреризации фазы предельно коротких импульсов при генерации
гармоник высоких порядков и последовательностей аттосекундных импульсов.
DOI: 10.31857/S1234567824130020, EDN: VECKKQ
1. Введение. Среди важнейших явлений оптики
сверхбыстрых процессов, активно развиваемой последние три десятилетия [1], особое место занимает эффект туннельной ионизации, теоретически описанный в пионерских работах Л. В. Келдыша [2, 3].
Явление фотоионизации в газах и твердых телах лежит в основе множества фундаментальных и прикладных исследований, связанных, например, с генерацией гармоник высоких порядков [4–6], аттосекундных [7] и терагерцовых [8] импульсов, исследованию сверхбыстрой электронной динамики в твердых телах на петагерцовых частотах [9, 10, 11]. Ионизация и последующая электронная динамика, вызванная сверхкороткими импульсами среднего инфракрасного (ИК) диапазона, позволяет исследовать
зонную структуру полупроводников с помощью генерации высоких оптических гармоник [12–14] как в
пертурбативном режиме умеренно интенсивных полей, так и в непертурбативном режиме сильных полей. В работах [15–17] проводилось исследование эффекта изменения запрещенной зоны вещества (эффекта Франца–Келдыша [18–21]), вызванного туннельной ионизацией под действием сверхкороткого
импульса среднего ИК-диапазона в полупроводни1)e-mail: a.b.fedotov@physics.msu.ru
ках. Кроме того, в настоящее время большой интерес вызывают исследования возможности управления внутризонной и межзонной электронной динамикой в диэлектриках [22, 23], полупроводниках
[24, 25] и двумерных материалах [26–28].
Исследование таких сверхбыстрых процессов требует предельно коротких лазерных импульсов [29–32]
со стабилизированной фазой несущей относительно
огибающей (ФНО), длительность которых составляет около одного периода поля или меньше [33–36]. В
случае возбуждения среды мощными однопериодными лазерными импульсами управление ФНО открывает уникальные возможности для контроля фазочувствительных сверхбыстрых процессов, таких как
фотоионизация, генерация гармоник высокого порядка и эффект Франца–Келдыша.
В настоящем письме экспериментально продемонстрировано управление чувствительной к ФНО плазменной нелинейностью, вызывающей генерацию новых спектральных компонент, в тонкой пленке селенида цинка (ZnSe). Сверхбыстрая ионизация, индуцированная интенсивным импульсом среднего ИКдиапазона длительностью около одного периода поля
(8.3 фс на центральной длине волны 1.72 мкм) со стабилизированной ФНО в схеме накачка- зондирование
в пленке селенида цинка (ZnSe), приводит к рассеяПисьма в ЖЭТФ
том 120
вып. 1 – 2
2024
5

И. В. Савицкий, П. Б. Глек, Р. М. Алиев и др.
Рис. 1.
(Цветной
онлайн)
Схема
экспериментальной установки. Ti:S RegA – фемтосекундная титансапфировый генератор и регенеративный усилитель;
OPA – двухкаскадный оптический параметрический
усилитель; Vis spec – кремниевый спектрометр; XSEA-F-SPIDER – система характеризации импульсов;
f −2f – нелинейный интерферометр для стабилизации ФНО; BBO3 – кристалл β-бората бария толщиной
0.02 мм; HWP – полуволновая пластина; P – поляризатор; FM – откидное зеркало; L – линза из CaF2 с фокусным расстоянием 75 мм; AR HC PCF – однокольцевое антирезонансное полое волокно; W – клиновидные
пластины из CaF2; PM1–PM4 – параболические серебряные зеркала с фокусным расстоянием 100 мм; SM –
сферическое серебряное зеркала с фокусным расстоянием 100 мм; DL1, DL2 – линии задержки; AP – пластина из CaF2
нию широкополосного зондирующего излучения на
вызванной электронной плотностью плазменной добавке к показателю преломления. С помощью изменения ФНО можно управлять электронной плотностью ZnSe, а следовательно, и его плазменной нелинейностью.
2. Методы. Для получения сверхкоротких лазерных импульсов была использована лазерная система [37], состоящая из титан-сапфирового лазера и
регенеративного усилителя чирпированных импульсов, которые служат в качестве излучения накачки в
схеме двухкаскадного оптического параметрического
усилителя, на выходе из которого получаются 180мкДж 50-фс импульсы холостой волны с центральной длиной волны около 2 мкм. Часть излучения
холостой волны направляется в f −2f интерферометр для стабилизации ФНО. Другая часть излучения, энергия которой управляется с помощью оптического аттенюатора, фокусируется с помощью линзы из фторида кальция (CaF2) с фокусным расстоянием 75 мм на торец полого антрезонансного волновода, расположенного в газовой ячейке, заполненной аргоном при давлении 4 атм. На входе и на выходе ячеек использовались сапфировое и CaF2 окна
толщиной 2 мм, а длина волокна составляла 20 см.
Поперечная структура волновода представляет собой полую сердцевину с диаметром 70 мкм, окруженную шестью полыми капиллярами с диаметрами 36 мкм и толщиной стенок d ≈580 нм [38]. Дисперсионные свойства, определяемые такой структурой волновода, позволяют реализовать режим солитонной самокопрессии сверхкороткого лазерного импульса, в результате чего формируется предельно короткий импульс со стабильной ФНО [38] и спектром
шириной более октавы (рис. 1b) с длинами волн от 1
до 2.4 мкм. Характеризация импульса была выполнена с помощью метода интерферометрии спектральной фазы для прямого восстановления электрического поля (X-SEA-F-SPIDER [39, 40]), полученный
спектр, спектральная фаза и временной профиль импульса представлены на рис. 1a, b.
Длительность импульса составляет τ0 ≈8.3 фс
(рис. 1c), что при центральной длине волны λ0 ≈
≈1720 нм составляет менее 1.5 периодов электромагнитного поля. Энергия такого импульса составляет E ≈20 мкДж, при этом в центральном предельно коротком пике содержится около половины энергии, т.е. E0 ≈10 мкДж. Учитывая, что эффективный
диаметр моды волновода составляет w0 ≈46 мкм,
интенсивность на торце достигает I = E0/(τ0πw2
0) ≈
≈70 ТВт/см2. Диаметр коллимированного параболическим зеркалом пучка составил 2.2 мм. Во избежание пробоя пленки ZnSe в качестве импульса накачки бралось отраженное от клина из CaF2 излучение, а для компенсации остаточной спектральной
фазы и дополнительного ослабления импульс накачки был пропущен через пластину из CaF2 толщиной
1 мм (AP на рис. 1). Отражение от клина из CaF2
под углом 45 градусов составляет ≈7.4 %, а отражение от пластинки ослабляло пучок ещё на 15 %, в результате чего основной пик импульса накачки имел
энергию E1 ≈0.65 мкДж. Пучок с торца волновода
перестраивался на пленку ZnSe без увеличения, так
что интенсивность излучения в фокусе на образце
достигала I = E1/(τ0πw2
0) ≈4 ТВт/см2.
Генерация
короткого
зондирующего
импульса
осуществляется
с
помощью
генерации
суммарной частоты (ГСЧ) в кристалле β-бората бария
(BBO3 на рис. 1) толщиной 20 мкм. В кристалле
Письма в ЖЭТФ
том 120
вып. 1 – 2
2024

Фазочувствительная плазменная нелинейность, управляемая предельно короткими импульсами
7
Рис. 2. (Цветной онлайн) Зависимости выходного спектра зондирующего импульса от фазы несущей относительно огибающей импульса накачки позади тонкой
пленки ZnSe толщиной 1 мкм. Задержка была настроена на большое отставание импульса накачки без его пересечения с зондирующим импульсом (a)–(c) и на максимальное пересечение импульсов в образце (d)–(f)
смешиваются два импульса – часть, отделенная
от предельно короткого импульса накачки, и квазимонохроматический
импульс,
получаемый
из
регенеративного
усилителя.
Монохроматичность
последнего достигается с помощью узкополосного
фильтра,
выделяющего
спектральный
диапазон
вблизи 800 нм шириной 1 нм. В такой схеме спектральная ширина фазового синхронизма процесса
ГСЧ
позволяет
конвертировать
широкополосное
ИК излучение в импульс с сопоставимой длительностью, спектр которого лежит в диапазоне от 460 до
600 нм. При этом стоит отметить, что ФНО такого
импульса не является стабильной. Широкополосные
зондирующий импульс и импульс накачки использовались для реализации неколлинеарной схемы
накачка-зондирование
с
углом
между
пучками
около 5 градусов. Пересечение импульсов в образце
обеспечивалась линией задержки DL2, расположенной в плече импульса накачки. В качестве образца
была использована пленка ZnSe с толщиной около
1 мкм, напыленная на пластину из CaF2. Характеризация прошедшего через образец излучения
зондирующего импульса произведена с помощью
высокочувствительного спектрометра (Maya 2000
Pro Ocean Insight).
На рисунке 2 показаны длинноволновый и коротковолновый края спектра зондирующего импульса.
При большой задержке между импульсами, такой
что они не персекаются в пленке ZnSe (рис. 2a, b, при
изменении ФНО ϕCEP импульса накачки, спектр не
меняется. В случае максимального пересечения импульсов в образце (рис. 2c, d) отчетливо наблюдается генерация новых спектральных компонент как на
длинноволновом, так и на коротковолновом краях
спектра зондирующего импульса, которые осциллируют с периодом π при изменении фазы ϕCEP .
Анализ этого эффекта был проведен с помощью
численного моделирования кинетического уравнения
для динамики электронной плотности и нелинейного
уравнения Шредингера для распространения лазерного излучения:
∂ρ(z, t)
∂t
= W(Ipu(z, t, ϕCEP ))
+ σ(ωpu)ρ(z, t)Ipu(z, t, ϕCEP)/Eg
−ρ(z, t)/τr,
(1)
∂Apr(z, ω)
∂z
= −i
ω2
pr
2nprcρcω(1 + ν2
e/ω2)F[ρ(z, t)Apr(z, t)]
2
F[ρ(z, t)Apr(z, t)],
(2)
−σ(ωpr)
где ρ(z, t) – электронная плотность, z – координата
распространения, t – время в сопровождающей импульс системе координат, σ(ω) = e2[meǫ0npucνe(1 +
+ ω2/ν2
e)]−1 – сечение ударной ионизации в модели
Друде, νe = 1/τe – частота электронных столкновений, τe = 3 фс [41], ωpu и ωpr – центральные частоты
импульсов накачки и зондирующего, Eg = 2.65 эВ –
ширина запрещенной зоны в отсутствие поля, npu =
= n(ωpu) и npr = n(ωpr) – показатель преломления
селенида цинка, вычисленный по формуле Селлмейера [42], me – масса электрона, ǫ0 – диэлектрическая
постоянная, Apr – комплексный вид поля зондирующего импульса, Ipu – интенсивность импульса накачки, F[·] – преобразование Фурье. Скорость ионизации в туннельном режиме W(Ipu) рассчитана по
модели Аммосова–Делоне–Крайнова [43], в которой
она вычисляется от каждого пика электромагнитного поля без усреднения по оптическому периоду. В
качестве начального зондирующего поля взят спектрально ограниченный импульс с измеренным в эксперименте спектром в отсутствие импульса накачки
(показан на рис. 2a, b), а в качестве начального поПисьма в ЖЭТФ
том 120
вып. 1 – 2
2024

И. В. Савицкий, П. Б. Глек, Р. М. Алиев и др.
δnpl(z, t, ϕCEP ) ≈−ρ(z, t, ϕCEP)/(2nprρc) и нелинейному плазменному поглощению αpl(z, t, ϕCEP ) ≈
σ(ωpr)ρ(z, t, ϕCEP )/2, на которых рассеивается поле
зондирующего импульса, генерируя по бокам спектра новые, зависимые от ФНО компоненты.
Следует отметить, что плазменная нелинейность
в аргоне на выходном торце волновода, формирующего импульс накачки, где пиковая интенсивность
достигает около 70 ТВт/см2, также может приводить
к осцилляциям с периодом π в зависимости спектра зондирующего импульса от ϕCEP . Однако такая зависимость от фазы наблюдалась бы и в отсутствии импульса накачки на образце. Рисунки 2a, b
демонстрируют отсутствие осцилляций с периодом
π в спектре зондирующего импульса, тем самым
подтверждая, что фазочувствительные спектральные компоненты генерируются в образце ZnSe.
На рисунке 4 показаны карты динамики длинноволнового (рис. 4а, b) и коротковолнового (рис. 4c, d)
ля накачки взят измеренный импульс (рис. 1b, c), к
которому добавлена ФНО ϕCEP . Модель учитывает
эффекты туннельной и лавинной ионизации, вызванной мощным сверхкоротким импульсом накачки, а
также рассеяние зондирующего импульса на плазменной нелинейности. Не включенный в модель керровский эффект не может приводить к наблюдаемому ϕCEP -зависимому спектральному уширению, так
как фазовая само- и кроссмодуляция зависят только
от огибающей интенсивности и не зависят от фазы
импульса накачки.
Полученный с помощью численного моделирования выходной спектр зондирующего импульса показан на рис. 2e, f. Хорошее сходство результатов численного моделирования с экспериментально полученными спектрами (рис. 2c, d) подтверждает адекватность выбранной модели и позволяет глубже проникнуть в физический механизм генерации новых
спектральных компонент. В зависимости от ФНО
ϕCEP максимальная мгновенная интенсивность импульса накачки различается и достигает максимума
при ϕCEP = 0.4, составляя ≈4 ТВт/см2, и минимума при ϕCEP = 2.4, составляя ≈1.5 ТВт/см2. Соответствующие этим фазам временные профили поля
показаны на рис. 3a. Мощный импульс накачки инРис. 4. (Цветной онлайн) Динамика длинноволнового
(a), (b) и коротковолнового (c), (d) крыла спектра
зондирующего импульса при его распространении в
тонкой пленке ZnSe при различных значениях фазы
несущей относительно огибающей импульса накачки
ϕCEP = 0.75π (a), (b), ϕCEP = 0.35π (c) и ϕCEP =
0.15π (d)
Рис. 3. (Цветной онлайн) (а) – Поле импульса накачки
при двух значениях фазы несущей относительно огибающей ϕCEP = 0.78 рад (1) и ϕCEP = 2.4 рад (2). (b) –
Расчетная зависимость электронной плотности на заднем фронте импульса накачки от фазы ϕCEP несущей
относительно огибающей импульса накачки
дуцирует ионизацию и рост электронной плотности
ρ(z, t), максимальное значение которой зависит от
фазы ϕCEP , как показано на рис. 3b, и варьируется от 0.1 · 1020 до 1.5 · 1020 см−3 при изменении ϕCEP
от 0.7 до 2.4 радиан. Для сравнения, критическая
плотность плазмы на длине волны 1.7 мкм составляет ρc = ω2
pumeǫ0/e2 ≈3.8 · 1020 см−3, где e – заряд
электрона. Таким образом, отношение ρ/ρc колеблется от 0.03 до 0.4. Временной профиль электронной
плотности приводит к зависимым от ФНО нелинейной плазменной добавке к показателю преломления
крыла спектра зондирующего импульса при его распространении в ZnSe при двух значениях фазы ϕCEP
импульса накачки, соответствующей самому слабому (рис. 4а, c) и самому сильному (рис. 4b, d) росту
спектральных компонент. При фазе ϕCEP = 0.75π
электронная плотность, индуцированная импульсом
накачки, минимальна (рис. 3b), поэтому спектр зондирующего импульса на рис. 4а, b не претерпевает
существенных изменений. Напротив, при ϕCEP
=
= 0.35π и ϕCEP = 0.15π наблюдается максимальный
рост компонент в длинноволновой и коротковолноПисьма в ЖЭТФ
том 120
вып. 1 – 2
2024

Фазочувствительная плазменная нелинейность, управляемая предельно короткими импульсами
9
сами МГУ имени М. В. Ломоносова. П. Б. Глек благодарит фонд “Базис” (# 20-2-10-2-1). И. В. Савицкий
благодарит фонд “Базис”’ (# 22-2-2-4-1).
Финансирование работы. Работа поддержана
Российским научным фондом (19-72-10054, исследования в области мощных сверхкоротких лазерных
импульсов; 22-12-00149, исследование в области стабилизации фазы предельно коротких импульсов).
Конфликт интересов. Авторы данной работы
заявляют, что у них нет конфликта интересов.
1. T. Brabec and F. Krausz, Rev. Mod. Phys. 72, 545
(2000).
2. Л. В. Келдыш, ЖЭТФ 47, 1945 (1965).
3. А. М.
Переломов,
В. С.
Попов,
М. В.
Терентьев,
ЖЭТФ 50, 1393 (1966).
4. P. B. Corkum and F. Krausz, Nat. Phys. 3, 381 (2007).
5. G. Vampa, T. J. Hammond, N. Thir´
e, B. E. Schmidt,
F.
L´
egar´
e,
C. R.
McDonald,
T.
Brabec,
and
P. B. Corkum, Nature 522, 462 (2015).
6. O. Schubert, M. Hohenleutner, F. Langer, B. Urbanek,
C. Lange, U. Huttner, D. Golde, T. Meier, M. Kira,
S. W. Koch, and R. Huber, Nat. Photonics 8, 119,
(2014).
7. A. Baltuˇ
ska, T. Udem, M. Uiberacker, M. Hentschel,
E.
Goulielmakis,
C.
Gohle,
R.
Holzwarth,
V. S. Yakovlev, A. Scrinzi, and T. W. H¨
ansch, Nature
421, 611 (2003).
8. M. Kreß, T. L¨
offler,
M. D. Thomson,
R. D¨
orner,
H. Gimpel,
K. Zrost, T. Ergler,
R. Moshammer,
U. Morgner, J. Ullrich, and H. G. Roskos, Nat. Phys.
2, 327 (2006).
9. A. Schiffrin, T. Paasch-Colberg, N. Karpowicz et al.
(Collaboration), Nature 493, 70 (2013).
10. F. Krausz and M. I. Stockman, Nat. Photonics 8, 205
(2014).
11. M. Lucchini, S. A. Sato, A. Ludwig, J. Herrmann,
M.
Volkov, L. Kasmi,
Y. Shinohara, K. Yabana,
L. Gallmann, and U. Keller, Science 353, 916 (2016).
12. А. А. Ланин, А. М. Желтиков, Письма в ЖЭТФ, 104,
475 (2016).
13. A. A.
Lanin,
E. A.
Stepanov,
A. V.
Mitrofanov,
D. A.
Sidorov-Biryukov,
A. B.
Fedotov,
and
A. M. Zheltikov, Opt. Lett. 44, 1888 (2019).
14. A. A.
Lanin,
E. A.
Stepanov,
A. B.
Fedotov,
and
A. M. Zheltikov, Optica 4, 516 (2017).
15. A. Srivastava, R. Srivastava, J. Wang, and J. Kono,
Phys. Rev. Lett. 93, 157401 (2004).
16. S. Ghimire, A. D. DiChiara, E. Sistrunk, U. B. Szafruga,
P. Agostini, L. F. DiMauro, and D. A. Reis, Phys. Rev.
Lett. 107, 167407 (2011).
17. Y. Zhong, Z. Zeng, Z. Jia, Y. Zheng, G. Li, X. Yuan,
X. Ge, and R. Li, Opt. Commun. 395, 261 (2017).
вой части спектра, соответственно. При этом электронная плотность составляет более 1.3 · 1020 см−3.
Фаза ϕCEP максимального роста компонент немного отличается от фазы ϕCEP = 0.25π максимальной
электронной плотности из-за того, что максимальный рост наблюдается, когда новые, вызванные плазменной нелинейностью компоненты, генерируются в
фазе с полем пробного импульса. Также на рис. 4d
виден синий сдвиг длин волн коротковолнового крыла спектра зондирующего импульса по мере его распространения в образце, типичный для рассматриваемой плазменной нелинейности.
Полученный эффект можно использовать в дополнение к стандартным методикам в сложной задаче полной характеризации поля ϕCEP -стабильных
предельно коротких импульсов видимого и ИКдиапазонов с длительностью около одного и даже
меньше одного оптического периода, так как стандартные методики интерферометрии спектральной
фазы для прямого восстановления электрического
поля (X-SEA-F-SPIDER) и разрешенное по частоте
оптическое стробирование сигнала второй гармоники
(SHG FROG) восстанавливают только огибающую
интенсивности столь коротких импульсов, но не дают информацию о их абсолютной фазе. Точный контроль над фазой однопериодных импульсов позволит
управлять сверхбыстрой электронной динамикой в
диэлектрических и полупроводниковых средах при
процессах генерации гармоник высоких порядков и
последовательностей аттосекундных импульсов.
4. Заключение. Таким образом, экспериментально продемонстрировано спектральное уширение,
вызванное чувствительной к фазе накачки относительно огибающей плазменной нелинейностью. Реализована схема накачка-зондирование, в которой импульс накачки с длительностью около 1.5 оптического периода и с центральной длиной волны 1.7 мкм
со стабилизированной фазой несущей относительно
огибающей индуцирует чувствительную к этой фазе ионизацию в тонкой пленке селенида цинка. Зондирующий импульс рассеивается на плазме, генерируя новые спектральные компоненты на краях своего
спектра. Выполненный с помощью численного моделирования анализ показывает, что новые спектральные компоненты генерируются за счет плазменной
нелинейной добавки к показателю преломления и
нелинейного плазменного поглощения.
Авторы
выражают
глубокую
благодарность
профессору
А. М. Жёлтикову
за
всестороннюю
поддержку. Работа выполнена с использованием
оборудования Центра коллективного пользования
высокопроизводительными вычислительными ресурПисьма в ЖЭТФ
том 120
вып. 1 – 2
2024