Диссертация (1335833), страница 4
Текст из файла (страница 4)
Общий объем диссертации 147 страниц, включая52 рисунка и 2 таблицы и список литературы с общим числом ссылок 181.15Глава 1Генерация ТГц излучения в газоплазменных средах иего поляризация в рамках простых теоретическихмоделейЦелью данной главы является теоретическое описание генерации терагерцового излучения при оптическом пробое газов полем, состоящим из оптических импульсов первой ивторой гармоники фемтосекундного лазера, а также определение основных факторов, влияющих на поляризацию терагерцового излучения. Глава носит частично обзорный характер и опирается на работы, выполненные научной группой, к которой принадлежит автордиссертационной работы, совместно с сотрудниками Института ядерной физики имени Г.И. Будкера СО РАН, Объединенного института высоких температур РАН и лабораториичисленного эксперимента в оптике Физического факультета МГУ имени М.В.
Ломоносова. Сравнительный анализ поляризационных зависимостей, определяемых описанными вглаве теоретическими моделями, является оригинальной работой автора диссертации.1.1. ВведениеФокусировка излучения, содержащего мощные импульсы на фундаментальной частоте и второй гармонике титан-сапфирового лазера, в газовой среде, порождает сложныйкомплекс в той или иной степени связанных между собой физических процессов: фотоионизация и образование плазменного облака, возбуждение плазменных колебаний, генерация комбинационных частот и высоких гармоник и т.д. Процесс генерации ТГц излучения- это лишь один из многих процессов, которые можно при этом наблюдать и изучать.
Полное теоретическое описание взаимодействия газовой среды с оптическим полем требуетрешения нестационарного уравнения Шрёдингера и системы уравнений Максвелла и является, безусловно, очень сложной задачей, поэтому лишь очень немногие исследовательские группы идут по этому пути [58], [59]. Тем не менее, для удовлетворительного описаниянаблюдаемых в эксперименте явлений и свойств получаемого электромагнитного излучения, зачастую достаточно применения относительно простых и наглядных теоретическихмоделей, отражающих наиболее значимые для формирования терагерцового излучения16физические процессы.
При этом автор диссертации не ставит цели всеобъемлющего описания процессов, протекающих в плазме, а стремится указать на наиболее важные моменты,обусловливающие основные свойства получаемого терагерцового излучения.В процессе генерации ТГц излучения в плазме оптического пробоя участвуют каксвободные электроны, появляющиеся в результате фотоионизации и определяющие проводимость среды, так и связанные электроны в молекулах или атомах, определяющие нелинейную поляризацию среды. Поэтому в настоящей работе в будут рассмотрены оба этихнелинейных вклада и их влияние на поляризацию излучаемых терагерцовых импульсов.Конечно, при этом следует помнить, что такое разделение вкладов является в определенном смысле упрощением, и в данной работе предполагается независимость и аддитивностьэтих вкладов в общий процесс генерации.Генерация ТГц излучения за счет нелинейной поляризации нейтральных молекул иатомов среды может быть описана как процесс третьего порядка - четырехволновое оптическое выпрямление.
При этом естественным является представление среды как изотропнойи нерезонансной для излучения титан-сапфирового лазера.С формальной точки зрения, можно не разделять вклады свободных и связанныхэлектронов в процесс генерации ТГц излучения в газе при использовании двухчастотногооптического поля, а рассмотреть весь процесс генерации в целом в рамках формализмачетырехволнового оптического выпрямления. При этом плазма оптического пробоя представляется как некая нелинейная среда со своим эффективным тензором нелейной восприимчивости третьего порядка. Параметры этого тензора определяются эмпирически.Именно этим подходом пользовались исследователи в первых работах по генерацииТГц излучения в плазме оптического пробоя газов полем, содержащем импульсы первой ивторой гармоники титан-сапфирового лазера [45, 60, 61].
Однако, не все экспериментальные результаты, полученные в этих работах, удовлетворительно описывались в рамкахмодели четырехволнового смешения. В частности, величины нелинейных коэффициентовтретьего порядка для атмосферных газов не позволяют объяснить наблюдаемую амплитуду ТГц импульсов [46, 62], а зависимость амплитуды ТГц импульсов от энергии возбуждающего импульса первой гармоники имели ожидаемый характер зависимости тольков ограниченном диапазоне интенсивностей, выше которых наблюдался более медленныйрост. Данные поляризационных измерений говорили о том, что предположение об изотропной нерезонансной среде с соответствующими свойствами тензора нелинейной восприим17чивости третьего порядка неприменимо для описания процесса генерации ТГц излучения.Вклад фотоионизации и дрейфа фотоэлектронов в процесс генерации ТГц излучения,то есть нелинейной проводимости среды, был впервые выделен в работе [46], и затем рассматривался рядом других авторов [49, 63].
Процессу формирования фототока в процессеионизации сверхкороткими лазерными импульсами безотносительно генерации терагерцового излучения были посвящены и более ранние теоретические и экспериментальныеработы как советских ([64]), так и зарубежных исследователей [65–68]. Теоретическое описание формирования фототока в этих работах, как правило, разбивалось на несколькоэтапов, на первом из которых электрон покидает атом в акте фотоионизации, а на второмускоряется под действием оптического поля.Ключевым явлением в процессе формирования фототока является ионизация. Традиционно, выделяют два режима фотоионизации лазерным излучеием: туннельное (адиабатическое), при котором характерное время туннелирования электрона через потенциальный барьер под действием лазерного поля существенно меньше периода колебанийэтого поля, и многофотонное, в котором ионизация - вероятностный процесс поглощения нескольких фотонов для перехода электрона из связанного состояния в континуумсвободных состояний.
Для разграничения этих приближений традиционно используетсяпараметр Келдыша , [69], численно равный отношению внутриатомного поля приложенному внешнему полю: = (︁√ 2 )︁ ,(1.1)где - частота оптического поля, и - заряд и масса электрона, - величина оптического поля, W - потенциал ионизации. При > 1 режим ионизации многофотонный,при < 1 -туннельный.
В экспериментальных условиях, которые использовались в настоящей диссертационной работе, величина поля возбуждающего оптического излучения невсегда достигает величин, необходимых для туннельного режима ионизации. Например,при использовании импульсов длительностью 120 фс при фокусировке излучения в пятнодиаметром 60 мкм и энергиях в импульсе ниже 200 мкДж, значение параметра Келдыша превышает 2. При этих энергиях, соответствующих многофотонной ионизации, уженаблюдается генерация ТГц излучения.
Зависимость параметра Келдыша для 120 фс инекоторых других длительностей импульсов от энергии оптического импульса приведенана рисунке 1.1.18Рис. 1.1. Значения параметра Келдыша для фундаментального излучения и его второй гармоникиимпульсов длительностью 120 фс (красная и синия кривая соответственно. Зелеными символамиобозначены значения параметра Келдыша для импульсов 85 фс энергией 250 мкДж и 32 фс, 1000мкДж, которые использовались в работе [70]Из рисунка 1.1 видно, что нельзя однозначно говорить о туннельном характере ионизации для всех используемых в эксперименте энергий.
Поэтому для описания формирования фототока необходимо аккуратно рассматривать процесс фотоионизации атомов полем, содержащим первую и вторую гармонику лазера в многофотонном приближении исравнить его с приближением туннельной ионизации.Теоретическое описание фотоионизации монохроматическим полем было детальноописано Л.В. Келдышем в середине 1960х годов [69, 71, 72] и впоследствии было дополнено Файсалом и Рисом и известно в литературе под названием метода КФР. Развитиемэтой теоретической модели занимались также Аммосов, Делоне и Крайнов [73].
Позднее,преимущественно в работах А.М. Переломова и В.С. Попова [74], был разработан метод19мнимого времени (ММВ), который с успехом применяется к расчету фотоионизации ультракороткими лазерными импульсами [75]. Методы ММВ и КФР иммеют много общего,так как в рамках КФР амплитуда фотоионизации может вычисляться методом перевала,и результат такого расчета эквивалентен тому, что получается при использовании ММВ.Развитые методы и их дополнения позволили описать большой класс явлений, связанныхс фотоионизацией, в частности надпороговую ионизацию, распределение импульса фотоэлектронов и многое другое [76–78].Тем не менее, задача фотоионизации полем, содержащим одновременно две гармоники лазерного импульса, существенно сложнее, чем таковая для монохроматического поля.Вклады первой и второй гармоники заведомо неаддитивны, и их взаимные влияния до конца не ясны.
Одно из первых теоретических исследований такого процесса фотоионизации,выполненного в рамках метода мнимого времени, включающее множество частных случаев для приближений многофотонной и туннельной ионизации, можно найти в статьяхИ.А. Котельникова [79, 80], выполненных совместно с нашей исследователькой группойиз МГУ.Наиболее вероятный импульс фотоэлектронов, полученный в акте фотоионизации, ивычисленный в рамках ММВ, задает начальные условия для дальнейшего движения электронов плазмы, которое продолжается и после прохождения возбуждающего лазерногоимпульса.
На этом этапе в теоретическом описании необходим переход от микроскопической задачи - описания фотоионизации - к макроскопической - описанию формированиефототока в возникающей плазме. Здесь пренебрегается распределением направления и величины импульса фотоэлектронов, они считаются однозначно задаваемыми характеристиками оптического поля. Суммирование импульсов всех свободных электронов в каждыймомент времени дает фототок, производная по времени от которого определяет излучениев дальней зоне. При этом поляризация терагерцового излучения зависит в большей степени от импульса фотоэлектронов при ионизации и от направления сил, действующих наэлектроны со стороны лазерного поля, а спектр излучения зависит от динамики плазмыкак в присутствии лазерного поля, так и после прохождения лазерного импульса.201.2.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
