Диссертация (1104782), страница 14

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

Текст из файла (страница 14)

Основные параметры излученияРасстояние, которое прошел лазерный импульс в среде, выбрано меньше, чем расстояниедо рефокусировки излучения. Таким образом, мы получаем спектр суперконтинуума от однойпротяженной излучающей области в филаменте, длина которой выбрана l  1 мм. Дляимпульсовнадлиневолныλ0 = 1900 нмрасстояние,накоторомполученспектрсуперконтинуума Scomp (, z) , z = 0.62 см, для длины волны λ0 = 1300 нм z = 0.9 см, дляλ0 = 800 нм z = 0.9см, а для λ0 = 400 нм z = 1.03 см.

Спектр суперконтинуума Scomp (, z)вычислен по формуле (2.25).СпектральнаяплотностьмощностиScomp ()науказанныхрасстоянияхдлярассмотренных длин волн приведена на рисунке 4.3. Спектр импульса на длине волны 400 нм(рис. 4.3 а) уширился значительно меньше, чем спектр импульса на длине волны 800 нм и1300 нм (рис. 4.3 б,в). Спектры импульсов с центральными длинами волн 800 нм, 1300 нм и1900 нм уширены неравномерно, антистоксовое крыло спектра превосходит стоксовое.Величина уширения в антистоксову область  as   0   min не зависит от параметров среды иизлучения, а определяется соотношением ширины запрещенной зоны среды к энергии квантаизлучения U i 0 , возрастая с увеличением этого отношения [81].68Рис. 4.3 Спектр СК прифиламентации в плавленом кварцеимпульсов различных длин волн.а) λ0 = 400нм, z = 1.03 см;б) λ0 = 800 нм, z = 0.9 см;в) λ0 = 1300 нм, z = 0.9 см;г) λ0 = 1900 нм, z = 0.62 см.- распределениеспектральных компонентсуперконтинуума вполулогарифмическоммасштабе ln(S( )/S max ) ,Smax  max( S()) ;- начальный спектризлучения в полулогарифмическоммасштабе ln(S(, z  0) / Smax 0 ),Smax 0  max( S(, z  0)) .На рис.

4.4 представлены величины полного уширения    max   min , антистоксового as   0   minи стоксового s    max   0уширений спектров излученияScomp ()рассмотренных длин волн (рис. 4.3) в зависимости от порядка многофотонности К (округленнойдо ближайшего большего целого величины U i 0 . Ширина спектра  оценивалась поуровню нормированной на свой максимум интенсивности спектральных компонент влогарифмическом масштабе: ln(S(, z)/Smax )  7 . Так для длины волны λ0 = 400 нм K  3 иширина спектра Δλ = 160 нм, тогда как при λ0 = 800 нм это соотношение равно: K  6 иширина спектра Δλ = 760 нм, а для длины волны λ0 = 1300 нм K  10 , и ширина спектра ещебольше Δλ = 1580 нм.

Самое большое среди рассмотренных длин волн уширение спектраΔλ = 2410 нм получено для длины волны λ0 = 1900 нм, соотношение ширины запрещенной зонык энергии кванта излучения для которой в кварце K  14 .69Рис. 4.4 Величина уширения спектра излученияΔλ при филаментации в плавленом кварцеимпульсов различных длин волн в зависимостиот порядка многофотонности K . УширениеспектраΔλоценивалосьпоуровнюнормированнойнасвоймаксимуминтенсивности спектральных компонент влогарифмическоммасштабеln(S(, z)/Smax )  7 .+ - полное уширение спектра Δλ,‫٭‬- антистоксовое крыло Δasλ,- стоксовое крыло Δsλ.Видно, что полное уширение спектра Δλ и антистоксовое уширение спектра Δasλлинейно зависят от порядка многофотонности K , что соответствует экспериментальнымданным [81].В лабораторном эксперименте с конкретными средами невозможно исследоватьотдельно влияние порядка многофотонностиKи дисперсии групповой скорости наформирование антистоксового крыла в спектре СК, тогда как, численный экспериментпозволяет осуществить такое исследование, рассмотрев модельные среды с гипотетическимипараметрами (рис.

4.5). Пусть такие среды отличаются от плавленого кварца только ширинойзапрещенной зоны Ui и, следовательно, порядком многофотонности K процесса генерациилазерной плазмы.Рис.4.5. Схема численного эксперимента с гипотетическими средами, в которых ДГС такая же, как вплавленом кварце.Положим, что в среде «1» для излучения на длине волны 1900 нм ДГС являетсяаномальной, как в плавленом кварце, а порядок многофотонности K вдвое меньше.70Исследованиефиламентациивтакойсредепозволитвыделитьвлияниетолькомногофотонности на спектр СК при неизменном характере ДГС.

Для излучения на длине волны1900 нм на рис. 4.6 приведены профили импульса на оси I(r  0, ) и его спектры Scomp () ,полученные в численном эксперименте для плавленого кварца с порядком многофотонности"1"K  14 и для гипотетической среды «1» с K  7. Результаты получены для случая одной«излучающей области» в филаменте, то есть до рефокусировки излучения. При этомдлительность, энергия и пиковая интенсивность падающего излучения и расстояниераспространения для обеих сред совпадают ( z =7 мм).

Видно, что с уменьшением порядкамногофотонности K в среде с аномальной ДГС форма импульса I(r  0, ) и спектр Scomp ()существенно меняются. С уменьшением порядка многофотонности снижается скоростьнарастания со временем концентрации электронов в лазерной плазме, вызывающейдефокусировку хвоста импульса, и, как следствие этого, значительно уменьшается крутизназаднего фронта на профиле импульса I(r  0, ) . В результате при фазовой самомодуляции всреде с меньшей шириной запрещенной зоны U i"1" сокращается антистоксовый сдвиг частоты вспектре СК.

В гипотетической среде «1» с U i"1" = 4.5 эВ величина антистоксового сдвига as "1" меньше, чем сдвиг  as  в реальном плавленом кварце с шириной запрещенной зоныU i = 9 эВ. Как показывает анализ, для антистоксового уширения спектра справедливосоотношение  as  /  as "1" ~ K / K "1" , где  as  - антистоксовое уширение в плавленом кварце, as "1" - в гипотетической среде «1».Для случая нормальной ДГС рассмотрим среду «2», в которой для излучения на длине 800нм дисперсия такая же, как в кварце, а ширина запрещенной зоны U i " 2" вдвое больше. Нарис.4.7 приведены для излучения на длине волны 800 нм профили импульса на оси I(r  0, ) иего спектры Scomp () , полученные на одинаковом расстоянии от входа в среду z  9.1 мм дляплавленого кварца с U i = 9 эВ и соответственно порядком многофотонности K  6, а также длягипотетической среды «2» с U i " 2" =20 эВ и K"2"  13 .

При этом длительность, энергия и пиковаяинтенсивность падающего излучения для обеих сред совпадают. Видно, что в среде снормальной ДГС при увеличении порядка многофотонности K импульс распадается, какобычно, на субимпульсы (рис. 4.7). Однако при большем K становится круче задний фронтвторого субимпульса, что влечет увеличение антистоксового сдвига  as  .

В частотном71представлении для антистоксового уширения справедливо соотношение  as  /  as"2" ~ K / K " 2" .С расширением полосы СК в его спектре появляется минимум, отделяющий антистоксовоекрыло СК от центральной длины волны излучения.Приведенные результаты позволяют рассмотреть влияние ДГС на уширение спектрасуперконтинуума в средах с одинаковым процессом фотоионизации.

Для этого сравнимспектры СК при одинаковом порядке многофотонности. Так при K  13  14 в кварце дляизлучения на длине волны 1900 нм (пунктир на рис. 4.6 справа), как и в среде «2» - на длиневолны 800 нм (сплошная кривая на рис. 4.7 справа) вид спектральной зависимости Scomp ()качественно близки несмотря на существенное различие в характере ДГС. Аналогично, близкиформы спектров при K  6  7 на длине волны 800 нм в кварце (пунктир на рис. 4.7 справа) и надлине волны 1900 нм в среде «1» (сплошная на рис.

4.6 справа).Таким образом, независимо от характера ДГС антистоксовый сдвиг  as в спектре СКпри филаментации определяется порядком многофотонности K процесса генерации лазернойплазмы, и его величина увеличивается при увеличении К . При многофотонной ионизации,которая преобладает в начале генерации плазмы, временной градиент концентрацииэлектронов, с которым связана скорость дефокусировки излучения на хвосте импульса и,следовательно,крутизнаегозаднегофронта,возрастаютсповышениемпорядкамногофотонности К . Фазовая самомодуляция при большей крутизне заднего фронта вызываетболее сильное обогащение спектра высокочастотными гармониками, что проявляется вувеличении антистоксового сдвига  as .72Рис.4.6 Влияние ширины запрещенной зоны в условиях аномальной ДГС среды на форму I(r  0, )(слева) и спектр Scomp ( ) (справа) импульса на длине волны 1900нм.

Пунктирные линии - плавленыйкварц (ширина запрещенной зоны U i =9 эВ, порядок многофотонности Κ  14 ), сплошные линии гипотетическая среда «1» (ширина запрещенной зоны U i "1" = 4.5 эВ, порядок многофотонности K  7 ).Параметры излучения: пиковая интенсивность I0= 2.7×1011 Вт/см2, длительность импульса τFWHM = 70 фс,энергия W = 4 мкДж, отношение пиковой мощности к критической P/Pcr = 5, расстояниераспространения z = 0.7 см. S 0 - нормировочная константа.Рис.

4.7 Влияние ширины запрещенной зоны в условиях нормальной ДГС среды на форму I(r  0, )(слева) и спектр Scomp ( ) (справа) импульса на длине волны 800 нм. Пунктирные линии - плавленыйкварц (ширина запрещенной зоны U i =9 эВ, порядок многофотонности K  6 ), сплошные линии гипотетическая среда «2» (ширина запрещенной зоны U i =20 эВ, порядок многофотонности K  13 ).Параметры излучения: пиковая интенсивность I0= 1.13 1011 Вт/см2, длительность импульса τFWHM = 70 фс,энергия W = 0.65 мкДж, отношение пиковой мощности к критической P/Pcr = 5, расстояниераспространения z = 0.91 см. S 0 - нормировочная константа.734.2.2 ИСТОЧНИКИ АНТИСТОКСОВА КРЫЛА СУПЕРКОНТИНУУМАПри интерпретации в предыдущих разделах использовалось представление о том, чтоисточником излучения в высокочастотной полосе длин волн является задний фронт импульса.ДлядетальногоанализаположенияисточниковантистоксовогоизлученияСКвфемтосекундном излучении осуществлена специальная обработка результатов численногоэксперимента по следующей схеме.

Характеристики

Список файлов диссертации