Диссертация (1104782), страница 24

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

Текст из файла (страница 24)

Для анализа процесса насыщенияинтенсивности световой пули рассмотрим эволюцию интенсивности излучения I ( z ) I 0 на осиимпульса r  0 во временном слое  *  10 фс , керровской и плазменной добавок к показателюпреломления nKnum( z ) , nPlnum(z ) и суммарное нелинейное изменение показателя преломленияn num( z )  nKnum( z )  nPlnum( z ) при филаментации в условиях сильного влияния аномальной ДГС(рис. 5.20 а, черные кривые).Интегральные оптические силы керровской DK (z ) и плазменной DPl (z ) нелинейныхлинз, рассчитанные по формуле (5.5), а так же суммарная оптическая сила нелинейных линзD( z)  DPl ( z)  DK ( z) представлены на рис.

5.20 б. На протяжении области максимальнойинтенсивности (z > 14.72) суммарная оптическая сила нелинейных линз является отрицательной(рис. 5.20 б). Временной слой  *  10 фс , в котором достигается максимальная интенсивностьсветовой пули, находится в условиях сильной пространственной дефокусировки в результатерезкого появления самонаведенной лазерной плазмы.Таким образом, при сильном влиянии аномальной ДГС, равенства (5.9, 5.10) неопределяют насыщения интенсивности I ( z ) I 0 в филаменте. Сильное влияние временногофактора, связанного с перекачкой мощности излучения к центру импульса, качественноизменяет процесс насыщения интенсивности I ( z ) I 0 . Так, условие (5.10), определяющеенасыщение интенсивности при слабом влиянии нормальной ДГС (см.п.

5.5.3), при сильномвлиянии аномальной ДГС выполнено на расстоянии zbalance~14.68мм (рис. 5.20в), то есть раньше,чем интенсивность I ( z ) I 0 достигает своего пикового значения (zclamp = 14.74мм). Прикоординате распространения в области zclamp>z> zbalance суммарная радиальная кривизнанелинейных добавок к показателю преломления 2 n numr 2положительная, то есть приводящая кдефокусировке (рис. 5.20в).

Поэтому увеличение интенсивности I ( z) I 0 в области zclamp>z>zbalance продолжается в условиях плазменной дефокусировки, доминирующей над керровскойсамофокусировкой. Высокое значение пиковой интенсивности I ( z ) I 0 в условиях плазменнойдефокусировки формируется и поддерживается потоками мощности с переднего фронта ихвоста импульса. Потоки мощности к наиболее интенсивной части импульса обусловлены125влияниеманомальнойДГС приположительнойфазовоймодуляцииоткерровскойнелинейности (см.п.5.1).

Области влияния положительной фазовой модуляции вдоль осираспространения z для выбранного временного слоя импульса  * соответствуют на рис. 5.20 аобластям положительного значения суммарной нелинейной добавки показателя преломленияn num( z )  0 . Видно, что в точке насыщения интенсивностиzclamp  14.74мм суммарнаянелинейная добавка близка к нулю: nnum( z )  0 .На рис. 2.20 а видно, что при уменьшении пиковой интенсивности I ( z ) I 0 во временномслое  * при z > 14.8 мм, максимальная интенсивность в импульсе I max ( z) (серая кривая)сохраняет свое значение и достигает второго максимума на расстоянии z ~ 14.95 мм. Такимобразом, результирующий спад интенсивности I ( z ) I 0 в фиксированном временном слое  *световой пули обусловлен не дефокусировкой излучения в самонаведенной лазерной плазме, аэффектом смещения световой пули к хвосту импульса и, таким образом, смещения областивысокой интенсивности из временного слоя  * во временные слои хвоста импульса.Особыйинтереспредставляетанализповторногоувеличениямаксимальнойинтенсивности световой пули I max ( z ) (рис.

5.20 а , серая кривая) на расстоянии z ~ 14.95 мм.При формировании в центральных временных слоях импульса высокоинтенсивной световойпули, появляется самонаведенная лазерная плазма филамента, дефокусирующая хвостимпульса. В условиях нормальной или нулевой ДГС мощное излучение, дефокусированное всамонаведенной плазме филамента, под действием керровской самофокусировки собирается коси пучка и формирует собственный пик интенсивности (субимпульс) на хвосте импульса.Однако, в условиях аномальной ДГС, мощное излучение, дефокусированное в плазме отсветовой пули, и собравшееся под действием керровской самофокусировки, встречается сосветовой пулей на хвосте импульса. То есть, световая пуля, смещаясь к хвосту импульса послесвоегопоявления,проходитповременнымслоям,вкоторых присутствуетранеедефокусированное ее плазмой мощное излучение.

Таким образом, световая пуля проходитобласть хвостовой рефокусировки, которая подпитывает световую пулю, что отчетливо виднона рис. 5.20 а (серая кривая): максимальная интенсивность световой пули I max ( z ) достигаетсвой первый максимум на расстоянии z clamp  14.74 мм , после чего на расстоянии z  14.93ммпиковая интенсивность световой пули I max ( z ) снова возрастает, что обусловлено прохождениюее через временные слои, в которых происходит самофокусировка ранее дефокусированного126хвоста импульса. Световая пуля перестает существовать только когда, сдвигаясь к хвостуимпульса, она выходит из временных слоев импульса с высокой мощностью и теряетвозможность дисперсионной подкачки излучения из соседних временных слоев к ее центру.5.7 ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕС помощью численного моделирования предсказано формирование последовательностисветовых пуль с интенсивностью светового поля 5·10 13 Вт/см2 , радиусом 10 мкм идлительностью в несколько периодов светового поля прифиламентации фемтосекундноголазерного излучения в плавленом кварце в условиях аномальной дисперсии.

На основеcompчисленного анализа формы световой пули установлено, что отношение ее длительности  1/2кcompширине АКФ  corrсоставляет 0.44÷0.5.Разработана схема и выполнен эксперимент по регистрации автокорреляционнойфункции световой пули на выходе из образца плавленого кварца. Проведена экспериментальнаярегистрация АКФ световой пули и последовательности световых пуль филамента.На основе результатов численного моделирования и экспериментальной регистрацииширины АКФ световой пули получена оценка длительности световой пули, согласно которойexp 27 фс еепри минимальной экспериментально зарегистрированной ширине АКФ  corrдлительность составляет 13.5 фс при диаметре селектирующей диафрагмы 50 мкм.

При этом вфиламенте не достигается полная синфазность спектральных компонент суперконтинуума, иизлучение световой пули не является спектрально ограниченным.Численно и экспериментально исследовано пространственно-временное распределениякерровской nK (r , ) и плазменной nPl (r , ) добавок к показателю преломления плавленогокварца в процессе фемтосекундной филаментации. Установлено условие насыщения пиковойинтенсивности светового поля в филаменте при слабом влиянии ДГС.

Остановка роста пиковойинтенсивности происходит в результате обращения в нуль приращения суммарной оптическойсилы керровской и плазменной нелинейных линз:( DK  DPl ) 0 , то есть при равенствеzzstrмодулей кривизн керровской и плазменной добавок к показателю преломления в поперечномсечениифиламента:num 2 nKr 2r  0, z  z strnum 2 nPlr 2.Присильномвлиянииr  0, z  z str127аномальной дисперсии групповой скорости качественно изменяетcя процесс насыщенияинтенсивности в филаменте.

Увеличение интенсивности продолжается в условиях плазменнойдефокусировки, доминирующей над керровской самофокусировкой. Высокое значение пиковойинтенсивностиI ( z) I 0при плазменной дефокусировке формируется и поддерживаетсяпотоками мощности с переднего фронта и хвоста импульса, появляющихся за счет аномальнойдисперсии групповой скорости в условиях положительной фазовой модуляции излучения.128ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫВрезультатеэкспериментальноеданнойиработывпервыеаналитическоевыполненоисследованиекомплексноеформированиячисленное,световыхпульфемтосекундного филамента и частотно-углового спектра импульса при филаментации вплавленом кварце.

В работе изучены общие закономерности формирования частотно-угловогоспектра суперконтинуума при филаментации в условиях нормальной, нулевой и аномальнойдисперсии групповой скорости, определены условия генерации последовательности световыхпуль филамента, показана возможность управления спектральными и пространственновременными параметрами световых пуль.Численныммоделированиемпредсказаноформированиеквазипериодическойпоследовательности «световых пуль» с высокой пространственно-временной локализациейсветового поля при филаментации фемтосекундного излучения в условиях аномальнойдисперсии групповой скорости плавленого кварца. Каждая «световая пуля» формируется вцентральных временных слоях импульса, и затем, смещаясь к хвосту импульса, исчезает.Возникновение следующей световой пули происходит в результате перетекания мощности схвоста и переднего фронта импульса к центру, вызванного аномальной дисперсией в условияхположительной фазовой модуляции.

Пиковая интенсивность световой пули на длина волны1800 нм достигает величины 5·1013 Вт/см2 , радиус - 10 мкм и длительность - несколькопериодов светового поля. На основе численного анализа формы световой пули установлено, чтоcompотношение ее длительности 1/2к ширине АКФ compcorr составляет 0.44÷0.5.Предложениосуществленлабораторныйэкспериментпорегистрациипоследовательности световых пуль при филаментации в плавленом кварце.

На основерезультатов численного моделирования и экспериментальной регистрации ширины АКФсветовой пули получена оценка длительности световой пули, согласно которой приминимальнойэкспериментальнозарегистрированнойширинеАКФ expcorr  27 фсеедлительность составляет 13.5 фс при диаметре селектирующей диафрагмы 50 мкм.

Характеристики

Список файлов диссертации