Влияние параметров фемтосекундного лазерного импульса на филаментацию в атмосфере (1102599), страница 4
Текст из файла (страница 4)
3. Скорость ионизации R(I, λ) азота и кислорода в зависимостиот интенсивности излучения I для ряда длин волн, построенная помодели Переломова-Попова-Терентьева.личной длиной волны. Детально рассмотрена пространственно-временнаядинамика интенсивности и поверхностной плотности энергии в импульсахс различной длиной волны. Показано, что в импульсах с большей длинойволны интенсивность, вследствие рефракции на плазме, образует кольцеобразную структуру с большим характерным размером (см.
рисунок 4).Изучено влияние длины волны излучения на пиковые параметры филамента и плазменного канала. Полученные результаты свидетельствуют отом, что при увеличении длины волны лазерного импульса пиковые значения поверхностной плотности энергии и интенсивности в филаменте слабозависят от длины волны; пиковые концентрация электронов в плазменном канале и линейная плотность плазмы падают при увеличении длиныволны; радиус филамента и плазменного канала увеличиваются с ростомдлины волны. Также, с ростом длины волны, растёт энергия, переносимаяфиламентом.В разделе 4.4 дана аналитическая оценка параметров филаментациина основе анализа Джавана-Келли, в основе которого лежит предположение о том, что ограничение роста интенсивности в филаменте происходитпри выравнивании абсолютных значений показателя преломления, вызванных керровской и плазменной нелинейностью.
Данный анализ даётхорошее качественное совпадение с результатами численного моделирования и показывает, что концентрация электронов в плазменном каналеобратно пропорциональна квадрату длины волны, а радиус филаментапрямо пропорционален длине волны лазерного импульса. Количественное16248 нм800 нм1240 нмРис. 4. Распределение интенсивности в центральном временном слоеимпульсов с различной длиной волны на ряде характерных расстояний вдоль оси распространения z.
Параметры импульсов: энергия W =1.67 мДж, длительность τ0 = 100 фс, радиус пучка a0 = 1 мм, начальная интенсивность I0 = 3 × 1011 Вт/см2 . Интенсивность в центральномвременном слое на расстоянии zf il для всех импульсов уменьшена в10 раз.расхождение результатов анализа Джавана-Келли и численного моделирования объясняется ограниченностью предположения о том, что насыщение интенсивности в филаменте определяется равенством абсолютныхприращений показателя преломления за счёт керровской самофокусировки в воздухе и дефокусировки в плазме. Результаты проведённого исследования показали, что это равенство имеет место уже после насыщенияинтенсивности, которое определяет старт филаментации. При этом, насыщение интенсивности в лазерном импульсе в процессе филаментациипроисходит вследствие выравнивания кривизны волновых фронтов создаваемых керровской и плазменной нелинейностями.
Рост интенсивностипрекращается на расстоянии, на котором увеличение оптической силы соответствующей плазменной линзы начинает происходить быстрее, нежелиувеличение оптической силы соответствующей самофокусирующей линзы. На основе этих представлений получено аналитическое выражение,которое связывает интенсивность If il и радиус rf il филамента с концен-17трацией электронов Nef il и радиусом плазменного канала rpl :If ilNef il= 4.48 × 10−16λ2 rf2 il2 ,n0 n2 rplгде все величины измеряются в единицах СИ.В разделе 4.5 представлены результаты оригинальных экспериментальных и теоретических исследований по филаментации в воздухе лазерного импульса хром-форстеритового лазера на длине волны 1240 нм. Экспериментально определены плотность энергии в филаменте хром-форстеритового лазера и его радиус (см.
рисунок 5). Поверхностная плотность энергии в филаменте на длине волны 1240 нм достигает величины0.8 Дж/см2, а его радиус приблизительно равен 500 мкм. Полученные результаты совпадают с предсказаниями, следующими из численного моделирования на основе построенной частотно-зависимой модели филаментации. На основе численного моделирования дан сравнительный анализ параметров филамента для излучения хром-форстеритового лазера и титансапфирового лазера и сформулирован вывод о преимуществах излученияхром-форстеритового лазера для передачи лазерной энергии на большиерасстояния в атмосфере.В разделе 4.6 сформулированы основные выводы по четвёртой главе.Рис. 5.
Распределения поверхностной плотности энергии F (x, y), зарегистрированные CCD-камерой на расстояниях z = 3.12 м (а) и 5.92 м(б) при различных энергиях импульса W . Полная длительность импульса 96 фс (по уровню e−1 ), длина волны 1240 нм. Величина F (x, y)нормирована на свое пиковое значение Fmax , разное для каждого изображения.18Глава 5: Филаментация импульсов с эллиптическимраспределением интенсивностиВ разделе 5.1 дан обзор состояния исследований по филаментации импульсов с эллиптическим пространственным распределением интенсивности.
Импульс с эллиптическим пространственным распределением интенсивности представляет собой гауссов импульс, у которого распределениеинтенсивности в плоскости поперечного сечения имеет различные поперечные размеры вдоль осей x и y. Амплитуда поля такого импульса можетбыть записана в видеx2y2t2A(x, y, z = 0, t) = A0 exp − 2 − 2 − 2 ,2a2b2τ0где A0 — начальная амплитуда поля, a и b — размеры полуосей эллиптического сечения, τ0 — начальная длительность импульса.В разделе 5.2 численно исследована стационарная самофокусировка эллиптических пучков. Определена зависимость критического параметра нелинейности Rcr от эллиптичности пучка.
Показано, что с ростом эллиптичности Rcr увеличивается. Критический параметр нелинейности Rcr определяет критическую мощность самофокусировки Pcr =Rcr λ2 /8πn0 n2 . Таким образом, с ростом эллиптичности пучка увеличивается его критическая мощность самофокусировки.При небольшом превышении начальной мощности эллиптическогопучка над критической мощностью самофокусировки, его самофокусировка проходит в режиме осцилляции поперечных размеров. Осцилляции полуосей вызваны конкуренцией дифракции, которая различна вдоль большей и меньшей полуоси эллиптического пучка, и нелинейной рефракциии являются следствием перетекания мощности в плоскости поперечного сечения. При увеличении начальной мощности эллиптического пучкавозникают аберрационные искажения его профиля при самофокусировке (см.
рисунок 6). В поперечном сечении пучка образуется несколькомаксимумов интенсивности, конкуренция между которыми приводит ких взаимному подавлению и возникновению новых максимумов.Дано обобщение известной формулы Марбургера для расстояния самофокусировки zf на случай эллиптических пучков:zf = (P0Pcr (ǫ)1/20.367L||)1/2 .2− 0.852 − 0.0219Согласно полученной формуле, расстояние самофокусировки zf эллиптического пучка с отношением полуосей ǫ = a/b первоначального распределения интенсивности зависит от его продольного масштаба L|| = k0 ab19Рис. 6.
Аберрационная самофокусировка эллиптического пучка сотношением полуосей ǫ = 5 и мощностью P0 = 25Pcr (ǫ = 5). Нарисунке изображены тоновые картины распределения интенсивностиI(x, y, z)/I0 (I0 — начальная интенсивность) в сечении пучка на разных расстояниях z. Расстояние z приводится в единицах продольногомасштаба L|| = k0 ab (k0 — волновое число).и мощности P0 , отнесенной к критической мощности самофокусировкиPcr (ǫ). Полученное обобщение формулы Марбургера для расстояния самофокусировки на случай эллиптических пучков адекватно воспроизводит результаты численного моделирования.В разделе 5.3 исследована филаментация импульсов с эллиптическимраспределением интенсивности в режимах малой и большой мощности.Показано, что с увеличением отношения полуосей ǫ эллиптического сечения растет расстояние до начала филаментации импульса с постояннойпиковой мощностью и пиковой интенсивностью.
Увеличение расстояниядо начала филаментации происходит вследствие увеличения критическоймощности самофокусировки с ростом отношения полуосей ǫ. Можно ожидать, что применение эллиптического распределения интенсивности позволит эффективно управлять положением старта филамента.Кроме того, в разделе 5.3 рассмотрена филаментация импульсов с начальными возмущениями на профиле пучка.
Показано, что в импульсахс эллиптическим распределением интенсивности формируется картинамножественной филаментации, устойчивая к этим начальным возмущениям (см. рисунок 7). В круговом пучке зарождение филаментов в равной степени вероятно по всем направлениям, в то время как в импульсес эллиптическим распределением филаменты образуются вдоль большейполуоси эллипса.В разделе 5.4 сформулированы основные выводы по пятой главе.20z=00.15 м0.25 м0.35 м(а)(б)(в)Рис. 7. Распределение плотностиэнергииF (x, y) в плоскости попе√√речного сечения импульса {x/ ab, y/ ab} на ряде расстояний по осиz: (а) круговой импульс с возмущениями; (б) эллиптический импульсс возмущениями (отношение полуосей ǫ = 3, отношение начальнойпиковой мощности к критической P0 /Pcr (ǫ) = 15); (в) регулярныйэллиптический импульс с параметрами такими же как и в случаеб).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
