Диссертация (1104782), страница 9

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

Текст из файла (страница 9)

С ростом излучающей длины l , например при увеличенииэнергии импульса, уменьшается период интерференционных максимумов и увеличиваетсяконтраст частотно-углового распределения спектральной интенсивности S interf (, ) .После перехода от частоты  к длине волны  угловое распределение спектральныхкомпонент излучения конической эмиссии принимает вид:38 (, ) S interf (, )   0 (, )l 2 sinc 2 ,2(2.38)2c4 2 cn() 0 (, )   0 (, ()) 2   0 (k  (), ()).3(2.39)Сдвиг фазы в переменных (, ) равен:(, ) где  0  2l    0  c0   0 n()1    1 cos  n0  , 0    vg n0 (2.40)2c— центральная длина волны лазерного импульса, n0  n( 0 ) — показатель0преломления на этой длине волны. Показатель преломления n() и групповая скорость v gвычисляются по дисперсионной зависимости, описываемой формулой Селмейера.В случае распадаимпульса на субимпульсы,каждыйизкоторых являетсяширокополосным источником, рассматривается интерференция излучения от двух точечныхисточников, двигающихся вдоль филамента с различными скоростями [179].

Для двухисточников со скоростями v1 , v 2 и излучающими длинами l1 , l2 результирующий частотноугловой спектр имеет вид:S interf (, )  1 (, )  i 01 (,  )l1 since21 ( , )2  2 (, )  i  02 (,  )l 2 since2 2 (  , ) 22(2.41)где  01, 2 (, ) — спектральная интенсивность каждого точечного источника. Сдвиг фазы1, 2 (, ) для каждого источника вычисляется по формуле (2.40), при l  l1, 2 и v g  v1,2 ,соответственно. Оценки групповых скоростей v1 , v 2 и длин излучающих областей в филаментеl1 , l2 можно взять как из численного численного моделирования [171], так и из эксперимента[47].При рефокусировке излучения в филаменте формируется последовательность соосныхизлучающих областей.

Коническая эмиссия, формируемая цепочкой излучающих областей вфиламенте, также рассчитывается с помощью интерференционной модели [94,171,179].39Рис. 2.5. Разности фаз между плоскими волнами,излучаемыми отдельными излучающими областями вфиламенте при рефокусировке [171].Для двух излучающих областей одинаковой длины, начальные точки которых сдвинутыхна расстояние L друг от друга (рис. 2.5), частотно-угловое распределение результирующей(, ) определяется выражением:спектральной интенсивности S interf  (, ) S interf(, )  4S interf (, ) cos 2   ,2(2.42)где S interf (, ) — спектральная интенсивность излучения конической эмиссии, формируемойкаждой излучающей областью протяженностью l , определяемая по (2.38) или (2.41).

Сдвигфазы  (, ) для волн от отдельных излучающих областей в филаменте вычисляется поформуле (, ) При 2L    0  c0   0 n()1    1 cos  n0  . 0    vg n0 сравненииинтерференционныхспектров(2.43)соспектрамисуперконтинуума,полученными численно и экспериментально, также используется интегрированный по углуспектр, рассчитанный по интерференционной модели :S interf () где 0 (, )1 (, )  0 (, )l 2 sin c 2 d ,42—частотно-угловойспектр(2.44)широкополосноготочечногоисточникасуперконтинуума, который перемещается с групповой скоростью импульса v g в каждой изизлучающих областей протяженностью l .Материальную дисперсию среды воспроизводят групповая скорость v g и зависимостьn() , которые вычисляются в соответствие с формулой Селмейера.

Спектральная полоса 0 (, ) определяется фазовой самомодуляцией светового поля при самоукручении фронтаимпульса с центральной длиной волны  0 . Условие интерференционного максимума вчастотно-угловом спектре S interf (, ) подобно условию фазового синхронизма, записанного для40трехволновогосмешения[168].ВданнойработеспектрS interf () рассчитанпо(2.38, 2.41, 2.42, 2.44) в предположении, что  0 (, )  1 . Несмотря на то, что при принятомпредположении влияние ДГС проявляется только в набеге фазы спектральных компонентсуперконтинуума различных длин волн  , рассчитанные по интерференционной моделиirvis() , S exp() полученнымиспектры S interf () качественно совпадают со спектрами S comp () и S expчисленно и экспериментально.41ГЛАВА 3.

ЧАСТОТНО-УГЛОВЫЕ СПЕКТРЫ ФЕМТОСЕКУНДНОГОЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ПРИ ФИЛАМЕНТАЦИИ В ПЛАВЛЕНОМКВАРЦЕПредставлены результаты исследования спектра излучения суперконтинуума прифиламентации фемтосекундных импульсов на длинах волн, лежащих в области нормальной,нулевой и аномальной дисперсии в плавленом кварце. Материалы главы опубликованы вработах [П1,П2].3.1 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ РЕГИСТРАЦИЯ ЧАСТОТНО-УГЛОВОГОСПЕКТРА СУПЕРКОНТИНУУМАЭкспериментальное исследование излучения суперконтиннума при филаментациифемтосекундных лазерных импульсов различных длин волн в плавленом кварце проводилось наспектроскопическом стенде в ЦКП Института спектроскопии РАН.Источникфемтосекундноголазерногоизлучениясостоитизперестраиваемогопараметрического усилителя TOPAS, совмещенного с регенеративным усилителем Spitfire(Ti:S).

На регенеративный усилитель подаются импульсы фемтосекундного генератора Tsunami(Ti:S) с непрерывным твердотельным лазером накачки Millenia V. Для накачки регенеративногоусилителяиспользуетсятвердотельныйимпульсныйлазерEvolutionX.Навыходепараметрического усилителя TOPAS излучение имеет следующие параметры: длина волны250 – 10000 нм (в зависимости от используемого преобразования) с длительностью спектральноограниченных импульсов от 30 до 150 фс. Исследования проводились с импульсами: на длиневолны λ0 = 800 нм, длительностью τFWHM = 40 фс (по половине высоты), с энергиейW = 1.4 мкДж; на длине волны λ0 =400 нм - τFWHM = 90 фс, W = 1.1 мкДж; λ0 = 1300 нм τFWHM = 80 фс, W = 4.15 мкДж, λ0 =1900 нм - τFWHM = 80 фс, W = 12.5 мкДж. Частота повторенияимпульсов 1 кГц.

Спектральная ширина импульсов по половине высоты составляла ~ 20 нм.Для измерения энергии импульс зеркалом отводился на измеритель мощности. На выходелазерной установки диаметр пучка составлял ~ 3 мм (FWHM).42Рис.3.1 Схема экспериментальной установки.Схема экспериментальной установки приведена на рис. 3.1. Фемтосекундные лазерныеимпульсы фокусировалось тонкой (~0.5мм) кварцевой линзой с фокусным расстоянием 50 см,диаметр пучка в перетяжке составлял ~ 100 мкм. В перетяжке пучка устанавливалась входнаягрань образца из плавленого кварца КУ-1.

Таким образом, на вход в образец подавалисьспектрально ограниченные коллимированные лазерные импульсы. Образец представлял собойостроугольной кварцевый клин длиной 10 см и основанием 4 см, расположенный на подвижномстолике. С помощью микрометрического винта осуществлялось перемещение клина вперпендикулярном направлении относительно оси распространения лазерного импульса, темсамым изменяя длину распространения излучения в нелинейной среде.

До и после клинафиламентация отсутствовала, т.к. критическая мощность самофокусировки в воздухе на 3порядка больше, чем в кварце, и при рассматриваемых параметрах значительно превышаетпиковую мощность импульсов. Таким образом, схема с образцом плавленого кварца в видеклина позволяла менять длину нелинейно-оптического взаимодействия излучения безизменения его параметров. Оптическая схема с перемещаемым образцом в виде остроугольногоклина подобна схеме исследования параметров излучения в открытом пространстве с помощьюизмерительного стенда, перемещаемого вдоль филамента.

Эксперименты проводились врежиме одного филамента. Необратимое изменение показателя преломления плавленого кварцапредотвращалось путем регулярного смещения положения образца.Через боковую грань кварцевого образца цифровой фотокамерой Canon EOS 450регистрировались плазменные каналы филамента и излучение конической эмиссии (КЭ),рассеянное в образце. Рассеянное излучение КЭ наблюдалось в коротковолновой области43видимого спектра в виде тонких голубых нитей. Регистрация длинноволнового видимогоизлучения, возникающего при рекомбинации лазерной плазмы филамента, позволялаопределять протяженность и расположение плазменных каналов и оценивать концентрациюэлектронов в них по яркости свечения каналов.

Кроме того, светящиеся нити плазменныхканалов давали информацию о расположении областей наиболее высокой интенсивности вфиламенте и, следовательно, областей генерации СК. Изображение КЭ в дальней зоненаблюдалось на экране, установленном на расстоянии около 20 см от выходной грани образца, вплоскости, перпендикулярной направлению распространения излучения.Для получения частотно-углового спектра конической эмиссии, развернутого наплоскости (угол расходимости θ- длина волны λ), использовались ахроматическая линза сфокусным расстоянием 5 см и монохроматор Solar - Tii MS2004, входная щель которогонаходилась в фокальной плоскости этой линзы.

Характеристики

Список файлов диссертации