Femtosekundowe impulsy światła w badaniach przyrody

I. Wstęp

W wykładzie tym przedstawiłem aktualny stan wiedzy oraz zarysowałem perspektywy na najbliższe lata w dziedzinie, której wspólnym mianownikiem jest wykorzystanie femtosekundowych impulsów promieniowania laserowego. Niestety ograniczony czas wykładu nie pozwolił na dokonanie pełnego przeglądu - ograniczyłem się zatem do zilustrowania najważniejszych tendencji przy pomocy wybranych przykładów. Wybór taki jest, w pewnej mierze, podyktowany moimi upodobaniami i dlatego mój wykład nie może pretendować do miana w pełni obiektywnego przeglądu osiągnięć w omawianej dziedzinie. Optyczne techniki i technologie femtosekundowe zostały wynalezione i rozwinięte przez fizyków niejako “przy okazji” badań nad laserami. Nie powinno zatem budzić zdziwienia, że również pierwsze zastosowania tych technik miały miejsce w fizyce. Ultrakrótkie impulsy laserowe służą tam, z jednej strony, do badań dynamiki np., różnych procesów w cząsteczkach, wewnątrzpasmowej relaksacji nośników w ciele stałym, itp., z drugiej zaś, po wzmocnieniu mogą być użyte do jonizacji tarcz różnego rodzaju, generacji spójnego promieniowania X czy też zapłonu kontrolowanej syntezy termojądrowej. Wszakże szybko okazało się, że narzędzie wymyślone przez fizyków jest niezwykle użyteczne także w innych dziedzinach nauki i techniki, np. elementarne procesy o fundamentalnym znaczeniu w chemii czy biologii zachodzą w czasach rzędu kilkudziesięciu czy kilkuset femtosekund i ich dynamika może być z powodzeniem badana przy pomocy optycznych technik femtosekundowych. W tej chwili zdecydowana większość femtosekundowych układów laserowych instalowana jest w instytucjach badawczych, które niekoniecznie mają wiele wspólnego z fizyką.

W ostatnich kilku latach postęp w dziedzinie generacji ultrakrótkich impulsów promieniowania elektro-magnetycznego zmierza w dwóch kierunkach. Celem jest, z jednej strony, uzyskanie coraz krótszych impulsów laserowych, z drugiej zaś opanowanie nowych technik wytwarzania ultrakrótkich impulsów w obszarze ultrafioletu, podczerwieni i mikrofal. Techniki generacji ultrakrótkich impulsów światła oparte na synchronizacji modów w laserze, generacji wyższych harmonicznych i procesach parametrycznych zostały szczegółowo omówione w artykule przeglądowym [1] w Postępach Fizyki, do którego odsyłamy zainteresowanych czytelników. Warto tylko dodać, że w minionym roku padł kolejny rekord – wprost z lasera szafirowego uzyskano impulsy o czasie trwania krótszym niż 5 fs [2] (1 fs = 10^-15 s).

Niezwykle szybki postęp obserwujemy w dziedzinie diagnostyki (charakteryzacji) ultra-krótkich impulsów laserowych. O ile w przeszłości na ogół wystarczyło wiedzieć, że wytwarzany impuls jest odpowiednio krótki, to współczesne, bardziej wyrafinowane zastosowania wymagają często pełnej charakteryzacji impulsu. W prostszych zastosowaniach femtosekundowych impulsów laserowych ważne jest tylko by czas trwania impulsu był odpowiednio mały – chcemy mieć bardzo szybką lampę błyskową. Wtedy w zupełności wystarcza standardowa diagnostyka tzn. pomiar funkcji autokorelacji natężeniowej zdefiniowanej przez wyrażenie całkowe:

(1)

gdzie oznacza zależne od czasu natężenie światła w impulsie. Mając zmierzoną funkcję autokorelacji natężeniowej możemy oszacować czas trwania impulsu, który jest rzędu szerokości połówkowej funkcji . Główną wadą tej metody jest to, że aby wyznaczyć czas trwania impulsu (szerokość połówkową ) musimy założyć konkretną postać funkcji . Najważniejsza zaleta zaś, to bardzo prosta realizacja doświadczalna pomiaru .

Jednakże, w wielu innych zastosowaniach, ważna jest struktura impulsu. Jeśli pominiemy efekty kwantowe, to pełna informacja o impulsie światła zawarta jest w funkcji opisującej pole elektryczne fali :

(2)

gdzie jest obwiednią impulsu, oznacza centralną częstość drgań fali, a zależną od czasu fazę. Żeby zatem w pełni scharakteryzować impuls musimy wyznaczyć dwie funkcje: zależną od czasu amplitudę i fazę impulsu. Wykonując transformatę Fouriera funkcji możemy przejść do dziedziny częstości, w której impuls laserowy opisany jest przez amplitudę spektralną oraz fazę spektralną . Oba opisy: w dziedzinie czasowej i w dziedzinie częstości są w pełni równoważne i zawierają pełną informację o impulsie. Dopiero w latach 90-tych opracowane zostały dwie metody pozwalające na pełną charakteryzację impulsów: FROG [3] (akronim od angielskiego wyrażenia Frequency Resolved Optical Gating) oraz SPIDER [4] (akronim do angielskiego wyrażenia Spectral Phase Interferometry for Direct Electric-field Reconstruction).

W najprostszej wersji metody FROG, nazywanej “second-harmonic FROG” w doświadczeniu rejestrowany jest tzw. spektrogram czyli widmo drugiej harmonicznej wytwarzanej z dwóch identycznych replik impulsu mierzonego i opóźnionych względem siebie o t :

(3)

gdzie, dla wygody zapisu, pole elektryczne fali mierzonego impulsu przedstawiono w postaci zespolonej. Dane doświadczalne są poddawane obróbce numerycznej, w której metodą iteracyjną odtwarzamy czyli i . Nie można a priori założyć, że procedura iteracyjna daje poprawne rozwiązania, jednakże kilka lat stosowania tej metody do charakteryzacji femtosekundowych impulsów laserowych zdaje się wskazywać, że metoda działa dobrze nawet wtedy gdy i mają bardzo złożone kształty. Typowy wynik stosowania metody FROG ilustruje Rys.1, na którym pokazano amplitudę i fazę impulsu z femtosekundowego lasera szafirowego wyznaczone w Zakładzie Optyki Instytutu Fizyki Doświadczalnej Uniwersytetu Warszawskiego. Nie będzie przesadą stwierdzenie, że FROG jest w tej chwili najlepiej ugruntowaną i najszerzej stosowaną metodą charakteryzacji femtosekundowych impulsów laserowych.

Rys.1. Amplituda i faza femtosekundowego impulsu z lasera szafirowego. Szerokość połówkowa impulsu (mierzona dla natężenia) wynosi ok. 20 fs. Duża zmiana fazy w czasie trwania impulsu oznacza, że nie jest on furierowsko ograniczony – szerokość widma jest większa niż minimalna szerokość potrzebna do wytworzenia impulsu o takim czasie trwania.

W odróżnieniu od metody FROG metoda SPIDER jest bardzo nowa i nie była szeroko testowana. Doświadczalnie, SPIDER polega na rejestracji tzw. interferogramu czyli widma pochodzącego od dwóch replik mierzonego impulsu, z których jedna jest opóźniona w czasie o i przesunięta w częstości o . Interferogram opisany jest wyrażeniem

, (4)

w którym i oznaczają odpowiednio amplitudę spektralną i fazę spektralną impulsu. Dysponując zarejestrowanym w doświadczeniu interferogramem możemy wyznaczyć oraz dla szeregu częstości w widmie impulsu odległych od siebie od . Olbrzymią zaletą metody SPIDER jest to, że amplituda i faza spektralna są wyznaczane bezpośrednio z danych doświadczalnych bez potrzeby odwoływania się do jakichkolwiek procedur iteracyjnych; dzięki temu unikamy potencjalnych niejednoznaczności związanych z takimi procedurami.

III. Zastosowania

III.1. Fizyka

Mechanika kwantowa opisująca świat w mikroskali jest prawdopodobnie najlepiej przetestowaną teorią w fizyce. Jest także, co potwierdzają nie tylko laicy ale także sami fizycy, teorią zupełnie niezgodną z intuicją jaką wynosimy z życia codziennego. Dlatego też zawsze duże zainteresowanie budziły doświadczenia, w których można było zmusić obiekty kwantowe do zachowań kwazi-klasycznych. Zilustrujmy to zagadnienie na przykładzie dwuatomowej cząsteczki sodu. Załóżmy, że początkowo cząsteczka znajduje na najniższym poziomie oscylacyjnym stanu podstawowego X₁S⁺_g (Rys.2). Ruch jąder atomowych jest wtedy opisany funkcją falową tego poziomu a kwadrat tej funkcji daje prawdopodobieństwo znalezienia jąder w danej odległości od siebie. Układ jest kwantowy, a zatem skazani jesteśmy na niepewność - nigdy nie wiemy jaka jest odległość pomiędzy jądrami, a tylko jaki jest rozkład prawdopodobieństwa tej odległości. Wyobraźmy sobie, że potrafimy bardzo szybko (nieskończenie szybko?) wzbudzić cząsteczkę do stanu A₁S⁺_u. Jeśli samo wzbudzenie trwa stosownie krótko, to rozsądnym będzie założyć, że w jego trakcie odległość pomiędzy jądrami nie zmieni się. Zatem w chwilę po wzbudzeniu nasza niepewność co do odległości pomiędzy jądrami jest taka sama jak w stanie podstawowym czyli znacznie mniejsza niż dostępny w stanie A₁S⁺ _u zakres odległości międzyjądrowej R. W języku mechaniki kwantowej mówimy wtedy o wzbudzeniu spójnej superpozycji wielu poziomów oscylacyjnych w stanie A₁S⁺_u. Taką superpozycję nazwiemy pakietem falowym. W chwilę po wzbudzeniu sytuacja jest zdecydowanie niestacjonarna – jądra atomowe są bliżej siebie niż średnia odległość międzyjądrowa dla tego stanu. Wzbudzony przez nas pakiet falowy zacznie zatem “staczać się” po krzywej potencjału co odpowiada zwiększaniu odległości pomiędzy jądrami. Jednakże kiedy pakiet falowy osiągnie już położenie odpowiadające minimum energii potencjalnej jądra zdążą się rozpędzić na tyle, że “z rozpędu” pakiet falowy wespnie się na prawą część krzywej, po czy znowu zacznie staczać się w dół, itd. – będziemy obserwowali oscylacje pakietu falowego. Mamy tu zatem do czynienia z takim stanem kwantowym cząsteczki, dla którego ruch jąder bardzo przypomina klasyczny ruch dwóch mas połączonych sprężyną. Jeśli dysponujemy impulsami femtosekundowymi o stosownej długości fali, to wzbudzenie opisanego wyżej kwazi-klasycznego ruchu jąder w cząsteczce sodu nie jest żadnym problemem. Musimy jedynie oświetlić takim impulsem komórkę zawierającą cząsteczki sodu. Chcielibyśmy jednak przekonać się również czy nasza hipoteza o “dwóch kulkach na sprężynie” jest słuszna. Można to zrobić w następujący sposób. Zastanówmy się jak będzie wyglądała fluorescencja dużej liczby cząsteczek wzbudzonych femtosekundowym impulsem laserowym. W chwilę po wzbudzeniu odległość pomiędzy jądrami we wszystkich wzbudzonych cząsteczkach będzie w przybliżeniu równa R_min. Emitowane przez te cząsteczki fotony będą zatem miały energię taka samą jak fotony impulsu laserowego. Po połowie klasycznego okresu drgań jąder odległość pomiędzy jądrami będzie w przybliżeniu równa R_max i cząsteczki będą emitowały fotony o mniejszej energii – większej długości fali. Dokładne rachunki [5] wykonane dla tego zagadnienia dają wynik pokazany na Rys.3. Rzeczywiście widmo fluorescencji dwuatomowej cząsteczki sodu wzbudzonej femtosekundowym impulsem laserowym zależy od tego w jakim momencie czasu je obserwujemy i zmienia się cyklicznie wraz oscylacjami odległości pomiędzy jądrami. Aby taki efekt zaobserwować potrzebny jest jakiś sposób rejestracji widma świecenia naszej próbki dla różnych czasów po wzbudzeniu. Problem jedynie w tym, że okres drgań jąder w cząsteczce sodu wynosi 300 fs i mamy mało czasu na zmierzenie widma jeśli nie chcemy uśrednić go po okresie drgań. Można to zrobić w ten sposób, że fluorescencję najpierw przepuszczamy przez bramkę czasową – bardzo szybką migawkę otwieraną stosownie opóźnionym femtosekundowym impulsem laserowym a dopiero później mierzymy jej widmo. Z powodów praktycznych znacznie łatwiej jest rejestrować nie widmo fluorescencji dla danego czasu ale natężenie fluorescencji dla danej długości fali w funkcji opóźnienia pomiędzy impulsem wzbudzającym próbkę a impulsem otwierającym migawkę. Wyniki takich pomiarów [6] pokazane są na Rys. 4. Na tym samym rysunku pokazane są także wyniki kwantowo-mechanicznych obliczeń dla cząsteczki sodu. Jakkolwiek można mieć zastrzeżenia co do szczegółów, to generalnie zgodność wyników doświadczalnych z oczekiwaniami jest dobra. I tak, np. dla długości fali l =800 nm odpowiadającej odległości pomiędzy jądrami równej R_max w doświadczeniu obserwujemy modulację natężenia z okresem odpowiadającym klasycznemu okresowi drgań jąder w cząsteczce, a pierwsze maksimum pojawia się , zgodnie z oczekiwaniami, po ok. 150 fs. Jeśli natomiast wybierzemy długość fali odpowiadającą odległości międzyjądrowej z obszaru pomiędzy R_min i R_max, to okres w jednym okresie drgań zauważamy dwa maksima fluorescencji – jądra dwukrotnie znajdują w tej odległości w czasie jednego okresu drgań.

Rys.2. Ilustracja pakietów falowych w ruchu oscylacyjnym jąder cząsteczki Na₂.

Rys.3. Obliczona fluorescencja cząsteczek Na₂ wzbudzonych impulsem laserowym (długość fali 630 nm, impuls 50 fs) mierzona w różnych czasach po wzbudzeniu. W obliczeniach przyjęto, że bramka czasowa ma również długość 50 fs.

Rys.4. Zmierzone i policzone natężenie fluorescencji cząsteczek Na₂ wzbudzanych impulsem laserowym (l = 630 nm, t = 50 fs). Przed spektrometrem umieszczono bramkę czasową otwieraną tym samym impulsem laserowym. Opóźnienie oznacza odstęp czasu pomiędzy impulsem wzbudzającym cząsteczki a impulsem otwierającym bramkę czasową.

III.2. Chemia

Od niepamiętnych czasów ludzie marzyli o tym, by nauczyć się wytwarzać złoto. Jeśli nawet dziś nie do końca podzielamy motywy średniowiecznych alchemików, to warto zauważyć, że we współczesnej nauce istnieje zagadnienie o zbliżonej naturze i równie intrygujące jak to przed wiekami. Problem alchemii sprowadza się, jak to już wiemy od dość dawna, do znalezienia odpowiedniej reakcji jądrowej, w wyniku której dostaniemy jądra atomów złota z jąder innego, łatwiej dostępnego na Ziemi pierwiastka. Jest to w zasadzie możliwe, tyle tylko, że bardzo kosztowne i zupełnie nieuzasadnione z ekonomicznego punktu widzenia. Jedno z największych wyzwań współczesnej technologii polega na znalezieniu wydajnych metod wytwarzania nie pierwiastków, a raczej związków chemicznych. Spośród różnych koncepcji w tej dziedzinie należy wymienić, z jednej strony, biotechnologie, które wykorzystują biologiczne “fabryki chemiczne” do wytwarzania różnych substancji z drugiej zaś inżynierię chemiczną, w której pożądane związki chemiczne są projektowane a następnie syntetyzowane przy użyciu różnych technik. Nie mam najmniejszych wątpliwości, że biotechnologie mają przed sobą wspaniałe perspektywy rozwoju; już samo poznanie i zrozumienie niezliczonych mechanizmów, które wypracowała przyroda to wspaniała przygoda intelektualna. Jako przykład zastosowań biotechnologii można podać np. produkcję leków nowej generacji syntetyzowanych przez rośliny o odpowiednio zmodyfikowanym kodzie genetycznym. Niejako w cieniu biotechnologii, która od początku stymulowana była zastosowaniami dokonuje się postęp w innej, pokrewnej dziedzinie – i nżynierii chemicznej czyli poznaniu i kontroli reakcji chemicznych. Trzeba tu od razu powiedzieć, że tak rozumiana inżynieria chemiczna ma bardzo niewiele wspólnego z tradycyjną chemią. Kontrola reakcji chemicznych jest szczególnym przypadkiem bardziej ogólnego zagadnienia nazywanego kontrolą kwantową. Zasadniczy problem rozważany przez ludzi zajmujących się tą dziedziną można sformułować następująco. Załóżmy, ze mamy pewien układ kwantowy w określonym stanie początkowym (surowiec), na który możemy oddziaływać przy pomocy fali elektromagnetycznej – impulsu laserowego. Chcemy przeprowadzić ten układ do określonego stanu końcowego (produkt). Pytanie brzmi: jaka powinna być postać impulsu by uzyskać największą efektywność czyli wytworzyć możliwie dużą ilość produktu możliwie małym nakładem energii. Tak sformułowane zagadnienie teoretyczne jest całkiem skomplikowane. Po pierwsze musimy mieć dostatecznie dokładne informacje o naszym układzie kwantowym, a także o jego oddziaływaniu z impulsem laserowym. Wbrew pozorom spełnienie tego wymogu nie jest banalne – dla większości użytecznych układów kwantowych (np. duże cząsteczki organiczne) nie mamy szans napisania dokładnego hamiltonianu, nie wspominając już nawet o znalezieniu poziomów energetycznych, etc. Po drugie, nawet jeśli olbrzymim wysiłkiem uda się nam wypracować rozsądny model rozważanego układu, to sama optymalizacja procesu jest również trudna, szczególnie jeśli oddziaływanie ze światłem nie jest liniowe. W tej sytuacji narzuca się inne podejście do zagadnienia. Opiera się ono na wykorzystaniu sprzężenia zwrotnego – układ doświadczalny uczy się na “własnych błędach” . Zilustrujmy to podejście przykładem konkretnych badań wykonanych przez grupę z Uniwersytetu w Wurzburgu w Niemczech [7]. Przedmiotem badań była cząsteczka CpFe(CO)₂Cl, która po absorpcji fotonu może rozpadać na kilka różnych sposobów (Rys.5a). Załóżmy, że chcemy zoptymalizować wydajność jednego z kanałów rozpadu, w którym “odrywamy’ od cząsteczki jedną grupę CO oraz atom Cl. Zamiast jednak martwić się o szczegóły budowy cząsteczki i jej oddziaływania z femtosekundowym impulsem laserowym wkładamy trochę więcej pracy w budowę układu doświadczalnego (Rys.5b). Informacje o wydajności wybranego kanału fotorozpadu pochodzące ze spektrometru masowego analizującego produkty rozpadu przesyłane są do komputera, który z kolei sprzężony jest z układem laserowym i może w dość dowolny sposób zmieniać parametry impulsu laserowego (i . Do optymalizacji procesu wykorzystany został algorytm genetyczny [8]. Jego działanie ilustruje Rys.5c. Własności impulsu laserowego zapisane są w postaci “genu” – przedział częstości pokrywany przez widmo laserowe podzielono na szereg odcinków i każdemu z nich przypisano określone wartości amplitudy i fazy spektralnej. Tak skonstruowany “gen” opisuje impuls laserowy o określonych postaciach i . Możemy sobie wyobrazić, że jeśli losowo wybierzemy wartości amplitudy i fazy spektralnej dla bardzo dużej liczby “genów”, to w ten sposób uzyskamy wszystkie możliwe formy impulsu laserowego. Jednak nie wszystkie geny są równie dobre. Niektóre z nich odpowiadają impulsom laserowym, które dają dobrą wydajność interesującej nas reakcji rozpadu cząsteczki podczas gdy inne nie spełniają tego warunku. Skoro już jednak zaczęliśmy naśladować naturę, to powinniśmy być konsekwentni! Pozwólmy dobrym genom przetrwać a złym wyginąć – informacje potrzebne do podjęcia takich decyzji mamy ze spektrometru masowego. I to jest właściwie koniec recepty. Kłopot jedynie w tym, że aby mieć pewność, iż znajdziemy optymalny “gen” musimy zacząć od bardzo dużej ich populacji co nie jest rozwiązaniem bardzo praktycznym. Znacznie prościej jest rozpocząć zabawę z niezbyt dużą populacją genów, pozwolić im na krzyżówki, a na dodatek wprowadzić samoistne mutacje. Kiedy wszystkie te elementy zostaną już wbudowane w program komputerowy obsługujący doświadczenie możemy uruchomić układ doświadczalny, odchylić się w fotelu i obserwować “walkę o przetrwanie”. Laser femtosekundowy generuje impulsy odpowiadające poszczególnym “genom”, spektrometr masowy ocenia ich przydatność dla wybranego kanału fotorozpadu cząsteczki a kod komputerowy decyduje o ich przetrwaniu oraz dalszym losie (mutacje i krzyżówki). Jeśli wszystko działa poprawnie, to w kolejnych generacjach genów pozostają tylko te, które optymalizują wybrany przez nas kanał rozpadu. Rys.5d. pokazuje wynik działania takiego układu. Przeprowadzono dwa doświadczenia: w pierwszym kryterium przetrwania była optymalna produkcja Fe-Cl a w drugim CpFeCoCl (odpowiednio białe i czarne słupki). Widać, że opisana wyżej procedura rzeczywiście działa. Kiedy chcemy mieć dużo Fe-Cl w produktach fotorozpadu, to układ doświadczalny sam modyfikuje impulsy laserowe tak, że wydajność tego kanału jest duża. I możemy to osiągnąć nie wiedząc nic o budowie cząsteczki, jej oddziaływaniu ze światłem laserowym, etc.

Rys.5. Budowa i wybrane kanały fotorozpadu cząsteczki CpFe(CO)₂Cl (a). Schemat blokowy układu doświadczalnego do kontroli kwantowej rozpadu czasteczki (b). “Genetyczna” reprezentacja impulsu laserowego i opis algorytmu genetycznego (c). Wyniki doswiadczalne (d).

III.3. Biologia

Na procesy zachodzące w żywych organizmach składa się, między innymi, olbrzymia liczba reakcji chemicznych katalizowanych odpowiednimi enzymami i zachodzących w fazie skondensowanej. Reakcje te cechuje zdumiewająco wysoka wydajność i selektywność, których ciągle nie potrafimy osiągnąć w przemysłowych procesach chemicznych. Jako przykład może tu posłużyć proces indukowanego światłem przekształcenia izomerycznego cząsteczki rodopsyny – białka występującego, między innymi, w niektórych szczepach prymitywnych bakterii. Białko to absorbuje światło i syntetyzuje cząsteczki ATP, które są podstawowym nośnikiem energii w organizmach żywych. Początkiem całego skomplikowanego procesu syntezy ATP jest przekształcenie izomeryczne chromoforu wbudowanego w cząsteczkę rodopsyny i pokazanego na Rys.6a. Chromofor, który pierwotnie jest w formie trans absorbuje foton i przechodzi do formy 13-cis. Zdumiewająca jest wydajność tego procesu – prawie 70%. Gdyby założyć, że energia wzbudzenia cząsteczki (energia pochłoniętego fotonu) rozkłada się w przybliżeniu równo na wszystkie stopnie swobody (mówimy wtedy o termalizacji energii wzbudzenia), to prawdopodobieństwo transformacji izomerycznej byłoby bliskie zeru. Ponieważ tak nie jest, to można wysunąć hipotezę zgodnie z którą, w stanie wzbudzonym formuje się pakiet falowy analogiczny do tego jaki opisałem dla cząsteczki sodu i ten pakiet “zjeżdża” po wielowymiarowej powierzchni energii potencjalnej do minimum odpowiadającego formie 13-cis. Czy można udowodnić taką hipotezę? Zrobiła to grupa naukowców z USA [9]. W doświadczeniu, przez nich wykonanym, próbka zawierająca rodopsynę oświetlana była dwoma femtosekundowymi impulsami światła. Pierwszy impuls, o długości fali dopasowanej do pasma absorpcji rodopsyny inicjował proces transformacji izomerycznej, natomiast drugi stosownie opóźniony femtosekundowy impuls o bardzo szerokim widmie służył do pomiaru widma absorpcji próbki w różnych momentach procesu transformacji. Przykładowe zmiany absorpcji próbki dla różnych opóźnień pomiędzy impulsami pokazuje Rys.6b. Analizując wyniki doświadczenia autorzy stwierdzają, że rzeczywiście hipoteza o istnieniu pakietu falowego w stanie wzbudzonym jest prawdziwa. Opisane tu badania stanowią tylko jeden z licznych przykładów zastosowania ultrakrótkich impulsów laserowych do badań procesów biologicznych. Piękno takich doświadczeń polega na tym, że pozwalają one obserwować rzeczywistą dynamikę przekazu energii w złożonych cząsteczkach, elementarne procesy tworzenia i rozpadu cząsteczek, procesy przeniesienia elektronu bądź protonu, itd.

Rys.6. Wzór strukturalny chromoforu rodopsyny oraz przekształcenie konformacyjne tego chromoforu pod wpływem absorpcji fotonu (a). Schemat układu doświadczalnego i wyniki pomiarów (b). Krzywą ciągłą oznaczona absorpcję próbki wtedy gdy impuls pompujacy jest zablokowany.

IV. Perspektywy

Technologia femtosekundowa jest w tej chwili dojrzałą dziedziną wiedzy. Czy osiągnęliśmy już wszystko co było do osiągnięcia? Na pewno nie. Z jednej strony, jest całkiem prawdopodobne, że w nadchodzących latach będziemy obserwowali ciągły, aczkolwiek pewnie wolniejszy niż dotychczas, postęp w generacji coraz to krótszych impulsów promieniowania. Dla wielu z nas magiczną barierą jest 1 femtosekunda poniżej której rozciąga się królestwo impulsów attosekundowych. Nie wiadomo kiedy nauczymy się wytwarzać impulsy attosekundowe, nikt jednak nie wątpi, że taka chwila nadejdzie. Drugim oczywistym kierunkiem rozwoju technik femtosekundowych jest generacja utrakrótkich impulsów w głębokim ultrafiolecie czy wręcz w obszarze promieniowania X. Gdybyśmy dysponowali takimi impulsami, to można by realnie myśleć o śledzeniu dynamiki ruchu jąder atomowych, nie przez obserwację wpływu tego ruchu na elektrony w cząsteczkach jak to robimy teraz, ale przez bezpośrednie rozpraszanie na jądrach. Wreszcie trzeci, bardzo ważny kierunek rozwoju technik femtosekundowych to wytwarzanie impulsów o coraz większym natężeniu. Historię osiągnięć w tej dziedzinie ilustruje Rys. 7. Ostatni okres burzliwego postępu trwający ostatnie 10 lat związany jest z wykorzystaniem techniki CPA (akronim angielskiej nazwy Chirped Pulse Amplification). W tej chwili w dużych układach doświadczalnych dedykowanych laserowej fuzji termojądrowej uzyskiwane są natężenia powyżej 10¹⁵ W (1 PetaWat), a w małych (zajmujących powierzchnię rzędu pojedynczych metrów kwadratowych) natężenia rzędu 10¹⁴ W. Ogniskując takie impulsy możemy dostać imponujące natężenia – aktualny rekord świata w tej kategorii to ok. 10²¹ W/cm². Wydaje się, że w ramach obecnie dostępnej technologii można będzie zwiększyć tę wartość o ok. 4 rzędy wielkości czyli do poziomu 10²⁵ W/cm². Jednak nawet natężenia dostępne dzisiaj są wystarczająco duże by przyspieszać elektrony do prędkości relatywistycznych a także realnie myśleć o konstrukcji akceleratorów cząstek elementarnych opartych na femtosekundowych impulsach światła.

Rys.7. Historia rekordu natężenia promieniowania laserowego.

Literatura

1. C. Radzewicz, P. Wiewiór, Ultrakrótkie impulsy laserowe, Postępy Fizyki 49, 181-213, (1998).

2. D.H.Sutter et al., Opt. Lett.24, 631 (1999).

3. D.J.Kane and R.Trebino, IEEE, J. Quantum Electron. 29, 571 (1993).

4. C.Iaconis and I.A.Walmsley, IEEEE J. Quantum Electron. 35, 501 (1999).

5. P.Kowalczyk, C.Radzewicz, J.Mostowski and I.A.Walmsley, Phys.Rev.A42, 5622 (1990).

6. T.J.Dunn, J.N.Sweetser, I.A.Walmsley, and C.Radzewicz, Phys.Rev.Lett.70,3388(1993).

7. A.Assion et.al., Nature 282, 919 (1998).

8. R.S.Judson and H.Rabitz, Phys.Rev.Lett.68, 1500 (1992).

9. Feng Gai, K.C.Hasson, J.Cooper McDonald, P.A. Anfinrud, Science 279, 1886 (1998).