Диссертация (1104782), страница 17

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

Текст из файла (страница 17)

Влияние увеличения длины волны излучения0на спектр суперконтинуумаопределяется двумя факторами: первый - увеличение антистоксового уширения спектра,вызванное сильным увеличением крутизны хвоста импульса, обусловленный ростом порядкамногофотонности К , второй - деструктивная интерференция широкополосного излучениясуперконтинуума и формирование широкого минимума в полосе между изолированнымантистоксовым крылом и уширенным спектром импульса. Независимо от характера ДГСвеличина антистоксового сдвига  as излучения СК при филаментации возрастает сувеличением порядка многофотонности К процесса генерации лазерной плазмы.

Увеличениекрутизны заднего фронта импульса при высоком порядке многофотонности вызывает болеевысокочастотное обогащение его спектра при фазовой самомодуляции светового поля. Вплавленом кварце высокий порядок многофотонности генерации плазмы и связанный с нимбольшой антистоксовый сдвиг спектра СК, происходит при филаментации излучения на длинах86волн, которые лежат в области аномальной и нулевой ДГС. Поэтому при аномальной ДГСнаблюдается значительный антистоксовый сдвиг в спектре СК. Образование при филаментациифемтосекундного излучения на длине волны  0  1200  2100 нм в плавленом кварце широкогоминимума в спектре СК, отделяющего его антистоксовое крыло от области в окрестностицентральнойдлиныволны,являетсярезультатомдеструктивнойинтерференцииширокополосного излучения суперконтинуума, которое генерируется в излучающей областиконечной длины. При увеличении центральной длины волны излучения в условиях аномальнойДГС происходит уменьшение ширины антистоксового крыла СК и возрастание его сдвига всинюю область спектра.87ГЛАВА 5.

СВЕТОВЫЕ ПУЛИ ПРИ ФЕМТОСЕКУНДНОЙ ФИЛАМЕНТАЦИИВ настоящей главе представлены результаты численного и экспериментальногоисследованияпространственно-временнойтрансформациифемтосекундноголазерногоимпульса при филаментации в плавленом кварце в условиях аномальной ДГС. Исследовановлияние аномальной ДГС на процесс локализации светового поля в пространстве и времени прифиламентации. Численно предсказано и впервые экспериментально зарегистрировано вплавленом кварце образование световых пуль - локализованных в пространстве и времениобластей с высокой интенсивностью светового поля - в фемтосекундном лазерном филаменте вусловиях аномальной дисперсии для импульсов на длине волны 1800 нм.

Материалы главыопубликованы в работах [П7-П10] .5.1 ЭВОЛЮЦИЯ СВЕТОВОЙ ПУЛИТрансформация пространственно-временного распределения интенсивности I(r, ) срасстоянием z в филаменте исследована численно на основе системы уравнений (2.1)-(2.16) дляимпульса на длине волны  0  1900 нм, которая лежит в области аномальной дисперсиигрупповой скорости плавленого кварца.Начальнаястадияфиламентацииимпульсадообразованиялазернойплазмыопределяется дифракцией, дисперсией и керровской нелинейностью. Параметрами подобия дляэтой стадии являются дифракционная длина L dif  k 0 a 02 , дисперсионная длина L dis   02 k  , гдеk ''  2k2, и длина нелинейности L nl  1/( n 2 k 0 I 0 ) , где I 0 - пиковая интенсивность0падающего излучения.

Чтобы исключить при анализе влияние дифракции на филаментациюрадиус пучка был фиксирован, таким образом L dif  Const . При этом вклад дифракции мал, таккак выполнено условие L dif  L dis , L nl . Отношение пиковой мощности пучка Ppeak   a 02 I 0 ккритической мощности самофокусировки Pcr 3,77 n 0определяет параметр нелинейности2k 02 n 2R  Ppeak / Pcr , который также является постоянным при условии L dif , L nl  Const . Таким образом,единственным варьируемым параметром, определяющим начальную стадию филаментации,является параметр подобия L dis / L nl , характеризующий влияние ДГС.88Полудлительности импульсов по уровню е-1 выбраны τ0 = 18 fs, для которого отношениеL dis / L nl  2 , что представляет "сильную" ДГС, и τ0 = 36 fs, для которого L dis / L nl  8 , чтопредставляет "слабую" ДГС.

Кроме того, для сравнительного анализа кратко рассмотренатрансформация интенсивностипри филаментации импульсов на длине волныI( r , t ) 0  400 нм, которая лежит в области нормальной ДГС и на  0  1300 нм , которая лежит вобласти нулевой ДГС. Таким образом, условия распространения излучения в среде донелинейного фокуса и образования плазмы различаются только длительностью импульса, и,следовательно, степенью влияния ДГС.Таблица 5.1Параметры излучения и средыДлина волны λ0, нм190019004004001300k2, фс2·см-1–800–800-23975975Радиус в перетяжке а0 , мкм8888404073Параметр τ 0 , фс18362040404.4×10114.4×10119.2×10109.2×10103×1011Энергия импульса W, мкДж3.46.80.1650.333.5Критическая мощностьсамофокусировки Pcr , МВт10.610.60.460.464.94Дисперсионная длина L dis , см0.421.640.421.6470.1214143310Пиковая интенсивность I0, Вт/cм2Порядок многофотонности KСовпадающие параметры подобия для рассмотренных импульсов : дифракционная длинаL dif  3.7см , длина нелинейностиL nl  0.2см , параметр нелинейностиR  P / Pcr  10 .Значения остальных параметров подобия и физических параметров рассмотренных импульсовприведены в таблице 5.1.На длине волны  0  400 нм в плавленом кварце параметр k   975 фс2  см 1 , чтосоответствует сильной нормальной дисперсии групповой скорости.

На рис. 5.1 представленыпространственно-временные распределения интенсивности импульса I(r, ) и соответствующиевременные профили интенсивности I(r  0, t ) в системе координат, движущейся с групповойскоростью v g , на выбранных расстояниях z от входа излучения в среду. На рис. 5.2 показаноизменение с пройденным в среде расстоянием z временного профиля интенсивности на оси89распространения излучения I(r  0, , z) так же в системе координат, движущейся с групповойскоростью v g , и зависимость концентрации электронов самонаведенной лазерной плазмы наоси импульса от пройденного в среде расстояния z.

На обоих рисунках а) соответствуетL dis / L nl  2 а б) соответствует L dis / L nl  8 .Рис. 5.1. Пространственно-временное распределение интенсивности I(r,τ) и временные профилиинтенсивности I(τ, r = 0) импульса с центральной длиной волны λ0 = 400 нм при филаментации вплавленом кварце; z - координата вдоль оси распространения излучения, I0 - начальная пиковаяинтенсивность, r0 = 40мкм - начальный радиус, τ0 - начальная полудлительность импульса по уровню e1. a) τ0 = 20 фс ; б) τ0 = 40 фс. Отрицательные значения по временной координате соответствуютпереднему фронту импульса.Для импульсов с  0  20 фс L dis / L nl  2 .

Излучение испытывает сильное дисперсионноерасплывание, которое останавливает самофокусировку (рис. 5.1 а), поэтому максимальнаяпиковая интенсивность превышает начальную не более, чем в 10 раз. Концентрация электроновв самонаведенной лазерной плазме невелика и составляет менее 10 -5 N0 (рис. 5.2 a). Рольплазменной дефокусровки в насыщении интенсивности при самофокусировке невелика посравнению с дисперсионным расплыванием.Область высокой интенсивности излучения I(r  0, , z) (рис. 5.2a) распадается на два"крыла", идущие под углом к оси распространения излучения, что иллюстрирует распадимпульса на два субимпульса (рис.

5.1а, z = 1.571), скорости которых отличаются от групповойскорости начального импульса v g . В среде с положительной нелинейностью n2 импульсприобретает положительную фазовую самомодуляцию — частота в импульсе нарастает от90переднего фронта к хвосту.

Нормальная ДГС неизбежно приводит к распаду такого импульса.Групповые скорости субимпульсов v1, 2 оценивались исходя из того, насколько в бегущейсистеме координат разлетались по времени Δτ1,2 субимпульсы, проходя в среде расстояние Δz :v1, 2  z  1, 2 v gz v g. Скорость первого субимпульса v1 больше групповой скорости импульса v gна длине волны λ0 = 400 нм и равна v1  1.001 vg , скорость второго субимпульса меньше и равнаv 2  0.9987 vg . Длительность субимпульсов по полувысоте составляет ~ 40 фс.Таким образом, в условиях сильной нормальной ДГС временной фактор дисперсионногорасплывания импульса является доминирующим в процессе насыщения роста интенсивности вфиламенте.Энергия импульса с 0  40 фс превышает энергию импульса c  0  20 фс в 2 раза.Нелинейная длина остается той же, а дисперсионная увеличивается в 4 раза : L dis / L nl  8 .Таким образом мы видим более яркое проявление Керровской нелинейности.

В этом случаемаксимальная пиковая интенсивность после самофокусировки в 100 раз превышает начальную(рис. 5.1 б). Нормальная дисперсия приводит к распаду импульса на субимпульсы, как и впредыдущем случае, но при существенном увеличении интенсивности про самофокусировке.Характерным отличием этого режима является продолжение самофокусировки каждого изсубимпульсов после распада. В результате, оба импульса являются высококонтрастными,концентрация электронов оказывается больше, достигая значений ~ 1019 см-3. При этомформирование плазменных каналов (рис.

5.2 б) с немонотонными профилями концентрацииэлектронов происходит именно потому, что после распада импульса, второй субимпульсдостигает максимальной пиковой интенсивности позже первого субимпульса. Кроме того, вусловиях L dis / L nl  8 происходит рефокусировка импульса, при которой дефокусированноеплазмой излучение в центральном временном слое вновь самофокусируется (рис.5.1 б,z = 1.273 см). После рефокусировки излучения происходит формирование второго плазменногоканала, образуется цепочка из двух последовательных соосных областей с высокойконцентрацией самонаведенной электронной плазмы (рис.

5.2 б). Рефокусированное излучениетакже распадается во времени на два субимпульса. Вторая область высокой интенсивностиизлучения I(r  0, , z) в результате распада импульса на субимпульсы после рефокусировки,имеет два расходящихся по временной координате "крыла". Минимальная длительность91субимпульсов в этом режиме меньше и составляет ~ 10 фс. Скорость первого субимпульса v1больше групповой скорости импульса v g и равна v1  1.0013 vg , скорость второго субимпульсаменьше и равна v 2  0.9856 vg . Согласно групповым скоростям образованных субимпульсов,спектр первого из них смещен в красную область, а спектр отстающего в синюю область,относительно центральной длины волны импульса.Рис.

5.2. Эволюция временного профиля интенсивности I(r  0, , z) на длине волны λ0 = 400 нм иконцентрация электронов Ne(z) самонаведенной лазерной плазмы на оси излучения при филаментации вплавленом кварце. Полудлительность импульсов а)  0  20 фс ; б)  0  40 фс .Таким образом, в условиях слабой нормальной ДГС ( L dis / L nl  8 ) пространственныйфактор становится доминирующим в процессе филаментации: дефокусировка в лазернойплазме ограничивает рост интенсивности, а Керровская самофокусировка в свою очередь,вызывает рост интенсивности в субимпульсах и возникновение рефокусировки излучения, чтоприводит к формированию последовательности соосных плазменных каналов.При рассмотрении режима филаментации в условиях нормальной ДГС для случаевL dis / L nl  2 и L dis / L nl  8 показано, что нормальная ДГС является фактором, которыйсущественно влияет на процесс филаментации. С уменьшением дисперсионной длины стартфиламента происходит на большем расстоянии от входа в среду вследствие уменьшенияпиковой мощности при дисперсионном расплывании, снижаются интенсивность в филаменте иконцентрация электронов в плазменном канале, подавляется рефокусировка излучения.92Рис.

Характеристики

Список файлов диссертации