Формирование конической эмиссии суперконтинуума и упорядоченного множества филаментов мощными фемтосекундными лазерными импульсами (1105137), страница 3

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

Текст из файла (страница 3)

Параметры импульсов:P  8Pcr , 0  20 фс, a0  70 мкм, центральная длина волны 0 : (а), (г) — 400 нм; (б), (д) —1350 нм; (в), (е) — 2500 нм. I an 0 и I sim0 — нормировочные постоянные.Следует отметить, что в нелинейной среде при нормальной ДГС(  0  400 нм) происходит неизбежный распад лазерного импульса насубимпульсы, распространяющиеся с различными скоростями.

Каждый изсубимпульсов является источником конической эмиссии суперконтинуума, чтообъясняет наличие в спектре I sim (, ) двух смещенных относительно другдруга X-образных областей локализации энергии (рис. 1а).На длине волны 800 нм, наиболее распространенной в исследованиях пофиламентации, лазерный импульс распадается на субимпульсы, различные поспектральному составу. В результате, формируемый частотно-угловой спектрконической эмиссии является суперпозицией X- и Fish-образных спектров(рис.

2а).9(а)λ, нмlg1200-2-4800I simI sim 0λ, нм1200(в)-6400lg-1.5-3800-6.5400-6-8-21200(б)-4800-1.51200(г)-3800-6400-6.5400-0.1 -0.0500.05-80.1 θ, радI anI an 0-0.1 -0.0500.05-60.1 θ, радРис. 2. Тоновые изображения частотно-углового спектра I (, ) в логарифмическоммасштабе при филаментации 800-нм лазерных импульсов в плавленом кварце: (а), (б) —численное моделирование; (в), (г) — аналитический расчет. Параметры импульсов:0  20 фс, a0  70 мкм, мощность P  25Pcr .Коническая эмиссия, формируемая цепочкой из последовательностисоосных излучающих областей в филаменте при рефокусировке, являетсярезультатом интерференции излучения суперконтинуума от каждойизлучающей области.

По сравнению со спектром от одной излучающей области(рис. 2а), на рис. 2б отчетливо видно появление дополнительной модуляции,вызванной наложением волн двух различных излучающих областей. Даннаямодуляция приводит к расщеплению видимых радужных колец коническойэмиссии на контрастные дискретные кольца.ВРазделе 3.2предложенапростаяинтерференционнаямодельформирования частотно-углового спектра конической эмиссии прифиламентации фемтосекундного лазерного импульса в нелинейнойдиспергирующей среде.

Модель позволяет получить аналитически частотноугловое распределение спектральных компонент суперконтинуума дляимпульсов различной частоты в средах с произвольным законом материальнойдисперсии. Модель воспроизводит трансформацию частотно-углового спектрасуперконтинуума с увеличением длины филамента, при образованиисубимпульсов и рефокусировке излучения в филаменте.Из экспериментальных работ следует, что длина когерентностиспектральных компонент суперконтинуума не меньше длины когерентностиимпульса накачки. Зарегистрирована интерференция колец коническойэмиссии, которую генерируют филаменты, случайно расположенные впоперечном сечении импульса при множественной филаментации.

На основеанализа описанных экспериментальных данных в предложенной модели10формирование конической эмиссии рассматривается как результатинтерференции излучения широкополосных точечных источников, которыедвигаются с групповой скоростью импульса в диспергирующей среде. Впростейшем случае, при котором импульс не распадается на субимпульсы,существует единственный точечный источник, перемещающийся с групповойскоростью импульса v g на центральной частоте  0 падающего излучения(рис.

3). Амплитуда спектральной компоненты суперконтинуума на частоте  2  , распространяющейся под углом  , определяется суперпозицией всехволн, излучаемых движущимся источником на излучающей длине l, равнойдлине непрерывного филамента, и ее интенсивность I (, ) в дальней зонеравна: (,  ) I (,  )  I 0 (, )l 2 sinc 2 (3),2Сдвиг фазы (, ) равен:(, )  2l   0  c0   0 n()1    1 cos  n0  .n0  vg  0   (4)Ak () k ( 0 )0θzlРис. 3. К расчету разности фаз между плоскими волнами, излучаемыми движущимсякогерентным источником под углом  .Интерференционную модель можно обобщить для описания формированияконической эмиссии при распаде импульса на последовательностьсубимпульсов.

В этом случае необходимо рассмотреть интерференциюизлучения от двух точечных источников, движущихся вдоль филамента сразличными скоростями. Для двух источников со скоростями v1 , v2 и ихизлучающими длинами l1, l2 результирующий частотно-угловой спектр имеетвид: (  , ) 1 (,  )  i 2( 2)I (, )  I 01 (, )l1 since2(5) (  , ) 2i(,) I 02 (, )l2 sinc 2,e 221211где I 01, 2 (, ) — спектральная интенсивность каждого точечного источника,1, 2 (, ) вычисляется по формуле (4), при l  l1,2 и vg  v1,2 , соответственно.Частотно-угловой спектр I (, ) конической эмиссии, формируемыйцепочкой из последовательности излучающих областей филамента,возникающих при рефокусировке импульса, согласно интерференционноймодели равен:  (,  ) I  (,  )  4 I (,  ) cos 2  ,(6)2где I (, ) — спектральная интенсивность излучения конической эмиссии,формируемой каждой из излучающих областей филамента, определяемая по (3)или (5).

Сдвиг фазы  (, ) вычисляется по формуле (4) при заменеизлучающей длины l на расстояние L между начальными точкамиизлучающих областей.На рис. 1г,д,е представлены частотно-угловые спектры конической эмиссииI an (, ) , рассчитанные аналитически для импульсов с центральными длинамиволн  0  400 нм, 1300 нм и 2500 нм, соответственно. При этом спектр I an (, )в случае  0  400 нм рассчитан по формуле (5), учитывающей распад импульсана субимпульсы в среде с нормальной ДГС. На рис. 2в и рис.

2г представленыаналитические спектры конической эмиссии для 800-нм импульса до и послерефокусировки, соответственно. Из рис. 1–2 видно, что спектры, полученныеаналитически, хорошо согласуются с результатами численного моделирования.В Разделе 3.3 представлены результаты экспериментов по формированиюконической эмиссии суперконтинуума при филаментации 800-нм импульсов вплавленом кварце. Эксперименты выполнены на фемтосекундномспектроскопическом стенде Центра коллективного пользования Институтаспектроскопии РАН.

Схема эксперимента приведена на рис. 4.Задачей экспериментов являлось изучение формирования коническойэмиссии суперконтинуума в процессе филаментации фемтосекундных лазерныхимпульсов. Для возможности регистрации изменения частотно-угловогоспектра конической эмиссии с увеличением длины филамента необходимоплавным образом варьировать длину распространения импульса в нелинейнойсреде, т.е. изменять длину образца. Поэтому в проводимых экспериментах былопредложено использовать остроугольный клин из плавленого кварца.Излучение, падающее под прямым углом к входной грани клина, проходит вкварцевом клине расстояние, определяемое положением клина относительновходной точки лазерного импульса. Таким образом, изменяя положение клина,становится возможным получение конической эмиссии суперконтинуума влюбой точке вдоль длины филамента, начиная с момента его образования, ивплоть до многократных рефокусировок, происходящих при достаточнойэнергии начального импульса.12перестраиваемыйпараметрическийусилительрегенеративныйфемтосекундныйусилительгенераторфемтосекундныхимпульсовTOPASSPITFIRETSUNAMIфильтрфиламентлинза, f = 1мавтокорреляторкварцевыйклинконическаяэмиссияспектрометризмерительмощностиSL-40Field MaxРис.

4. Схема эксперимента для измерения частотно-углового распределения излучениясуперконтинуума при филаментации фемтосекундного лазерного импульса в плавленомкварце. Центр коллективного пользования Института спектроскопии РАН.Анализ результатов экспериментов, проведенных с фемтосекунднымилазерными импульсами на длине волны 800 нм, показывает, что коническаяэмиссиясуперконтинуумасущественнымобразомопределяетсяпротяженностью излучающих областей филамента в среде и их взаимнымрасположением. Так, когда в объеме среды формируется одна протяженнаяизлучающая область (рис. 5а), коническая эмиссия имеет вид непрерывныхрадужных колец, радиус которых монотонно увеличивается с ростомчастотного смещения в антистоксову область (рис.

6а). При формировании всреде последовательности из двух соосных излучающих областей филамента,находящихся на определенном расстоянии друг от друга (рис. 5б),непрерывные радужные кольца расщепляются на контрастные дискретныецветные кольца (рис. 6б). При этом радиус и ширина колец зависят отрасстояния между излучающими областями.В Разделе 3.4 сформулированы основные выводы по третьей главе.131мм(а)(а)(б)(б)Рис. 5. Изображение плазменных каналов,зарегистрированноефотокамеройчерезбоковую грань кварцевого клина приразличных его положениях, определяющихдлину филамента. Наклонная полоса справа— выходная грань клина.Рис.

6.Соответсвующиеизображенияконической эмиссии. Параметры импульсов:центральнаядлинаволны800 нм,длительность 35 фс (FWHM), энергия2.4 мкДж.В Главе 4 «Зарождение множества филаментов» численно рассмотренозарождение множества филаментов в атмосферном воздухе. Исследован методрегуляризации стохастического множества филаментов при задании начальнойамплитудной модуляции в поперечном сечении пучка.В Разделе 4.1 детально изучено зарождение нескольких филаментов вимпульсе с начальными возмущениями интенсивности на примересуперпозиции двух парциальных когерентных пучков, центры которыхсдвинуты друг относительно друга в плоскости поперечного сечения нарасстояние d.

Из численного исследования на основе квазистационарноймодели следует, что для рассматриваемого импульса существуют две(1)(2)критические мощности Pcr и Pcr , определяющие границы областей различныхрежимов филаментации в зависимости от расстояния d. Область Pcr  P  Pcrсоответствует режиму образования одного нелинейного фокуса, областьP  Pcr(2) — режиму двух нелинейных фокусов. При полной мощности(1)( 2)составного пучка P  Pcr самофокусировка не происходит. Показано, чторасстояние самофокусировки составного пучка немонотонно меняется сувеличением его мощности.

Характеристики

Список файлов диссертации