Диссертация (1104782), страница 13

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 13)

Привыборе дифракционной длины Ld значения радиуса пучка взяты в несколько десятков микрон,62что близко к используемым в лабораторном эксперименте [П1,П2]. Дифракционная длинаизлучения во всем рассматриваемом диапазоне длин волн составила Ld  3 см, пиковаямощность Ppeak  5 Pcr , что соответствует режиму одного филамента. Полудлительностьимпульсов по уровню e-1 составила 0  40 фс, что соответствует длительности импульсов пополувысоте  FWHM  70 фс. Таким образом, условия распространения излучения в среде донелинейного фокуса и образования плазмы различаются только влиянием ДГС, которое зависитот длины волны.

В нелинейном фокусе генерация лазерной плазмы, ограничивающей ростинтенсивности при самофокусировке, определяется порядком многофотонности K , которыйменяется от 6 для длины волны 800 нм до 17 - для 2300 нм. В рассматриваемой постановкеудается выделить влияние длины волны на пространственно-временную и спектральнуютрансформацию излучения, которое обусловлено изменением характера ДГС и порядкоммногофотонности генерации лазерной плазмы.Серии численных экспериментов по филаментации в кварце выполнены дляфемтосекундного излучения с центральной длиной волны  0 , плавно перестраиваемой винтервале 800  2300 нм. Результаты численного исследования обобщены на рис. 4.1, 4.2 в видеспектральной карты СК Scomp ( 0 , ) , на которой интенсивность его спектральных компонентпредставлена поверхностью на плоскости: «  (длина волны СК) −  0 (центральная длинаволны падающего излучения)».

В этом представлении глобальный максимум поверхностиScomp ( 0 , ) , который соответствует спектральной компоненте на центральной длине волны  0 ,т.е. Scomp ( 0 , ) при    0 , лежит на биссектрисе, которая на рис. 4.1, 4.2 изображена тонкойштриховой линией. Интенсивность спектральных компонент СК нормирована на своймаксимум Smax_0 для каждой центральной длины волны, таким образом в логарифмическойшкале величина глобального максимума на карте Scomp ( 0 , ) / Smax_0 равна нулю.63Рис 4.1. Спектральная карта суперконтинуумаScomp ( 0 , ) для фемтосекундного излучения сцентральными длинами волн λ0 = 800÷2300 нм (вверху) и пространственно-временные распределенияинтенсивности I(r, τ) для импульсов с центральными длинами волн λ0 = 1300, 1900, 2100 нм в точкахнелинейного фокуса (внизу), полученные в нелинейном фокусе излучения, где источниксуперконтинуума является точечным.

Параметры излучения:  FWHM  70 фс, пиковая мощностьPpeak  5 Pcr , дифракционная длина Ld  3 см. Smax_0 - нормировочные константы.На рис. 4.1 представлена спектральная карта Scomp ( 0 , ) для тех расстояний z, накоторых возникает нелинейный фокус при филаментации импульса с центральной длинойволны  0 , и источник СК можно считать точечным. На этом же рисунке в нижнем рядуприведены для тех же фиксированных расстояний z пространственно-временные распределенияинтенсивности I(r, τ) и профили импульсов на оси I(r  0, τ) при нулевой ДГС с  0  1300 нм ипри аномальной - с  0  1900 нм, 2100 нм. Спектры СК Scomp () для падающего излучения наэтих длинах волн  0 изображены тонкими штриховыми линиями на спектральной карте.64Видно, что в нелинейном фокусе спектр и форма импульса являются унимодальными.

Спектруширяется от центральной длины волны  0 монотонно как в стоксову, так и в антистоксовуобласти.Уширение спектра излучения происходит в результате фазовой самомодуляциисветового поля в филаменте. При этом антистоксовое уширение обусловлено фазовойсамомодуляцией на хвосте импульса, где существенную роль играет увеличение крутизныфронта огибающей (см.

п. 4.2.2.). На рис. 4.1 увеличение крутизны заднего фронта импульсаиллюстрируют профили I (r  0, ) . При увеличении центральной длины волны импульса  0происходит более сильное увеличение крутизны его заднего фронта. Вследствие этоговременной градиент интенсивности на хвосте импульса возрастает, и антистоксовое уширениеспектра оказывается значительно больше в импульсе большей длины волны. Следует заметить,что наибольшее значение пиковой интенсивности, как в единицах I 0 , так и в абсолютныхединицах Вт/см2 , достигается при филаментации в условиях нулевой ДГС излучения с 0  1300 нм. Однако крутизна заднего фронта импульса и, как следствие этого, антистоксовоеуширение СК значительно меньше при нулевой ДГС, чем при аномальной.При увеличении протяженности излучающей области в филаменте, спектр СКкачественно изменяется (рис.

4.2). При протяженности излучающих областей, котораясоставляла около 1 мм, спектр Scomp () является существенно не унимодальным прифиламентации импульсов всех рассмотренных длин волн. В спектрах СК возникаетдополнительная модуляция, которая позволяет четко разделить режимы филаментации вусловиях нормальной и нулевой ДГС от режима филаментации в условиях аномальной ДГС.Если при нормальной и нулевой ДГС глубина модуляции спектра Scomp () относительноневелика, то при аномальной ДГС образуется широкий минимум, отделяющий областьцентральной длины волны  0 от антистоксового крыла суперконтинуума - максимумаспектральных компонент в видимой области спектра Scomp () .

Если при нормальной ДГСимпульс распадается на два субимпульсы, а при нулевой ДГС происходит череда хвостовыхрефокусировок излучения (см. п.5.1), то при аномальной - многопичковая структура импульсана выбранном расстоянии z (рис. 4.2), которая обусловлена одновременным существованиемсдвинувшегося к хвосту импульса первого локализованного волнового пакета, пиковаяинтенсивность которого заметно снизилась после нелинейного фокуса, и возникающего вцентральных временных слоях второго локализованного волнового пакета. Динамика65формирования последовательности локализованных в пространстве и времени волновыхпакетов при филаментации в условиях аномальной ДГС подробно рассмотрена в п.

5.1настоящей работы. При этом пички имеют большую крутизну заднего фронта, что определяетзначительное уширение спектра в высокочастотную область. Так, в импульсе на длине волны 0  2300 нм, спектр суперконтинуума Scomp () содержит максимум в видимой области спектрана длине волны  400 нм.Анализу процессов, определяющих формирование изолированного высокочастотного(антистоксового) крыла СК, посвящен следующий раздел.Рис. 4.2. Спектральная карта суперконтинуума Scomp ( 0 , ) для импульсов с центральной длиной волныв диапазоне  0  800÷2300 нм и пространственно-временные распределения интенсивности I(r, τ) дляимпульсов с центральными длинами волн  0  1300, 1900, 2100 нм при длине излучающей области~1мм.

Параметры излучения:  FWHM  70 фс, пиковая мощность Ppeak  5 Pcr , дифракционная длинаLd  3 см. S max_0 - нормировочные константы.664.2 АНТИСТОКСОВО КРЫЛО СУПЕРКОНТИНУУМА4.2.1 ВЛИЯНИЕ ПОРЯДКА МНОГОФОТОННОСТИ ПРОЦЕССАГЕНЕРАЦИИ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ НА ФОРМИРОВАНИЕАНИСТОКСОВА КРЫЛА СУПЕРКОНТИНУУМАИзменение длины волны излучения  0 оказывает многофакторное влияние на спектр СКприфиламентации.Так,сувеличением0возрастаетпорядокмногофотонностиK  U i / 0  1 , где Ui – ширина запрещенной зоны, ω0 – центральная частота излучения, иодновременно меняется характер ДГС в среде.В связи с этим выполнен численный эксперимент для излучения различных длин волнпри равных значениях параметров подобия, которые определяют начальную стадиюфиламентации, обусловленную керровской самофокусировкой излучения.

При выборедифракционной длины Ld значения радиуса пучка взяты в несколько десятков микрон, чтоблизко к используемым в лабораторном эксперименте (см. п. 4.2.3). Дифракционная длина длявсехрассматриваемыхсоответствуетрежимуимпульсоводногосоставилафиламента.Ld  4 см .ВыборДлительностьP / Pcr  8величиныимпульсовнаполувысотеинтенсивности взята  FWHM  70 фс , что близко к параметрам лабораторного эксперимента.Соответствующие дисперсионные длины излученияLdis  2FWHMk 2 , где 2kk2  2,0представлены в таблице 4.1.Таким образом, условия распространения излучения в среде до нелинейного фокуса иобразования плазмы, которое зависит от длины волны, различаются только влиянием ДГС.

Внелинейном фокусе интенсивность излучения возрастает в сотни раз, что обуславливаетпоявление самонаведенной лазерной плазмы. Порядок многофотонностиKпроцессаплазмообразования, зависящий от длины волны, определяет скорость генерации плазмы,ограничивающей рост интенсивности при самофокусировке, и тем самым определяет крутизнуфронтовимпульсаи,какследствие,уширениеспектра.Численноемоделированиефиламентации фс лазерных импульсов в плавленом кварце было проведено для следующихпараметров излучения :67Длина волны λ0, нм40080013001900Радиус в перетяжке а0 , мкм40608090Длительность импульсов τFWHM, фс70707070Энергия импульсов W, мкДж0.261.062.816Пиковая мощность импульсов P , МВт3.71539.685Критическая мощностьсамофокусировки Pcr , МВт0.461.864.9410.6Мощность, P / Pcr8888Дисперсионная длина Ldis , см513.513.86Порядок многофотонности K361014Таблица 4.1.

Характеристики

Список файлов диссертации