WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

В разделе 1.3. на основе проведённых нами расчётов показано, что благодаря дефокусирующему вкладу индуцированной электронной плазмы, увеличение пиковой интенсивности ультракоротких импульсов до 1 ТВт/см2 и более и одновременное с этим уменьшение его длительности до величины в несколько десятков фемтосекунд при начальной ширине пучка, не превышающей 70 мкм, способствует образованию квазисолитона (не повреждая при этом кристалл диэлектрика), который распространяется в диэлектрике, как минимум, на одну дифракционную длину (рис. 1, Ldf = 14.мм.), фазовая модуляция и спектр распространяющегося квазисолитона фактически не изменяются.

Приставка “квази-“ в данном случае означает, что импульс распространяется с незначительными изменениями формы огибающей интенсивности, что делает его похожим на солитон, правда на ограниченном расстоянии. Заметим, что в твердотельных материалах узкий высокоинтенсивный квазисолитон, распространяющийся на расстояние более 1 мм, уже считается долгоживущим. В твердых средах захватить лазерное излучение в квазисолитон гораздо сложнее, чем, например, в воздухе или жидкости, в том числе и потому, что здесь вклад керровской нелинейности на несколько порядков больше.

а) б) Рис. 1. Изменение огибающей пучка в центре импульса, распространяющегося вдоль продольной координаты в кварцевом стекле, с учётом (а) и без учёта (б) ионизации ( I0= 5.71 ТВт/см2, w0 = 50 мкм, = 70 фс., = z Ldf, Ldf = 14.6 мм).

p В разделе 1.4. на основе результатов численного моделирования проведена сравнительная оценка селективного вклада индуцированных ионизационных процессов в нелинейную эволюцию лазерных импульсов. Показано, что ослабление самофокусировки благодаря плазменной дефокусировке лазерного пучка больше, чем за счёт многофотонного поглощения.

В разделе 1.5. определяются начальные значения интенсивности, длительности импульса и ширины пучка, необходимые для образования высокоинтенсивного фемтосекундного квазисолитона в сапфире и кварцевом стекле.

Показано, что слабая нормальная дисперсия способствует квазисолитонному распространению лазерного пучка, оказывая на него D стабилизирующее влияние. Кроме того, при малом значении отмечается снижение чувствительности квазисолитона к начальным параметрам импульса.

Полученные результаты и их анализ приводят к выводу, что осуществить захват излучения в солитон легче в кварцевом стекле, чем в сапфире.

Отметим, что для формирования квазисолитона в реальном эксперименте важное значение имеет ширина диапазона начальных пиковых интенсивностей, при которых происходит каналирование в диэлектрике. В кварцевом стекле, = 70 w0 = например, при фс, мкм наблюдается наиболее широкий p диапазон начальных интенсивностей излучения для захвата излучения в квазисолитон (4.1–5.7 ТВт/см2).

Исследования, результаты которых изложены во второй главе, нацелены на то, чтобы найти способ значительно увеличить “время жизни” (расстояние распространения) мощного фемтосекундного квазисолитона, распространяющегося в прозрачном диэлектрике. После детального теоретического анализа полученных в диссертации результатов установлено, что более продолжительное каналирование достигается при возбуждении пульсирующего канала распространения, при котором пучок претерпевает квазипериодические небольшие изменения при сохранении формы огибающей.

Кроме того, в этой главе изучена генерации серии мощных сверхкоротких P > Pcr Pcr – критическая импульсных пучков (мощность одного пучка, мощность самофокусировки, длительность менее 50 фс), формирующихся при расщеплении начального фемтосекундного лазерного импульса. Такие структуры могут распространяться, например, в кварцевом стекле в пульсирующем или квазисолитонном режимах на расстояния 70 мм и 30 мм соответственно. Особенно важно то, что расстояние между ними таково, что каждый субимпульс, распространяется в плазме, созданной предыдущим фрагментом.

В разделе 2.1. рассматривается процесс распространения мощного лазерного пучка в кристалле диэлектрика на нескольких дифракционных длинах. На рисунке 2 изображено изменение огибающей пучка в центре импульса, распространяющегося в кварцевом стекле вдоль продольной z = 4Ldf = 58.4 мм z Ldf координаты на расстояние. До лазерный пучок распространяется как квазисолитон (изображённый на рис. 1а). Однако далее ситуация изменяется: интенсивность пучка с расстоянием постепенно уменьшается, а ширина пучка увеличивается. В кварцевом стекле световые пучки претерпевали меньшие изменения, чем в сапфире. Добиться увеличения “времени жизни” фемтосекундного квазисолитона простым увеличением начальной интенсивности не удалось: динамическое равновесие между фокусирующими и дефокусирующими силами не устанавливалось.

Рис. 2. Изменение огибающей пучка в центре импульса, распространяющегося вдоль продольной координаты = z Ldf в кварцевом стекле до = 4 ( I0 = 5.71 ТВт/см2, w0 = 50 мкм и = 70 фс, p Ldf = 14.6 мм).

Детальный анализ закономерностей распространения коротких импульсов показал, что сохранения формы на сравнительно больших расстояниях можно добиться, если импульсный пучок будет последовательно переходить из фазы фокусировки в фазу дефокусировки и наоборот. Эта идея была подтверждена при численном моделировании, когда был найден режим захвата излучения в пульсирующий канал (рис. 3). На рисунке 3 показана Рис. 3. Пространственно-временное распределение огибающей интенсивности при распространении импульса на расстояние 10 Ldf в кварцевом стекле в пульсирующем канале.

динамика изменения огибающей пучка в центре импульса, распространяющегося вдоль продольной координаты при распространении высокоинтенсивного 70-и фемтосекундного импульса в кварцевом стекле на 10Ldf = 52.расстояние 10 дифракционных длин (здесь мм, начальная w0 = ширина пучка мкм). Видно, что каналирование пучка происходит в пульсирующем режиме. Следует подчеркнуть, что при распространении в пульсирующем канале форма пучка сохраняется.

Описанный выше режим каналирования наблюдался и при других параметрах излучения, однако длина каналирования и количество перефокусировок сократилось. В ряде случаев был отмечен рост интенсивности лазерного излучения вплоть до таких значений, когда для эволюции мощного светового излучения в диэлектриках становится заметным вклад туннелирования фотоиндуцированных электронов из валентной зоны, через запрещённую, в зону проводимости.

В разделе 2.2. кратко описана модификация разработанной модели, когда когда необходимо учитывать одновременно различные механизмы лазерноиндуцированной ионизации: многофотонный, лавинный и туннельный.

Обобщение теории приводит к замене скорости многофотонной ионизации WMPI скоростью фотонной ионизации в поле сильной электромагнитной волны WPI.

Наилучшее соответствие численных расчётов с экспериментальными данными при интересующих нас условиях было достигнуто при вычислении WPI в соответствии с теорией Келдыша:

3 20 0m* WPI(E )= Q(, x)exp{ - int < x +1 >}. (4) h Здесь параметр = 0 eE m*U m* = 0.634 me - эффективная масса электрона и ;

me дырки, – масса электрона (более подробно вычисление по формуле (4) описано в разделе.2.2 диссертационной работы). Кроме того, в соответствии с результатами ряда известных работ учтём нелинейность пятого порядка.

В итоге самосогласованная система эволюционных уравнений для огибающей напряженности электрического поля УКИ в диэлектрике имеет вид:

2 E i 1 E -1 D = + - i 2 T E 2 + Pnl z 2k r r r 2 P = ik0n2T E E + ik0n4T E E - 1 WPIU IBS - T (1 + i0 )E - E nl c, (5) 2 E = WPI + E t r nгде – коэффициент нелинейности поляризации среды 5-го порядка по полю.

Последнее слагаемое во втором уравнении системы (5) описывает теперь фотопоглощение, то есть энергетические потери оптического поля за счёт всех механизмов ионизации, а не только многофотонное поглощение.

В разделе 2.3. исследуются особенности распространения УКИ в диэлектриках при такой начальной мощности излучения, когда в эволюцию импульсного пучка вносят значимый вклад все три основных механизма фотоионизации в поле лазерной волны.

Особенно интересен случай, когда мощный импульсный пучок, распадается в кварцевом стекле на несколько сверхкоротких субимпульсов и субпучков, которые следуют друг за другом с интервалом в несколько фемтосекунд (рис. 4). Поэтому каждый последующий субимпульс следует в сгустке плазмы свободных электронов, созданного предыдущими субимпульсами.

а) б) в) Рис. 4. Картина расслоения сверхмощного импульсного пучка ( Pin Pcr = 9, Т = 150 фс) на субимпульсы в кварцевом стекле. Распределение интенсивности в диэлектрике показано на расстояниях а) = 0.15, б) = 0.3, в) = 0.53 ( = z Ldf, w0 = 30 мкм,, Ldf = 5.267 мм).

Такой режим распространения возникал при уровне входной мощности Pin Pcr 3 (точное значение обусловлено по большей части выбором ) и p 100 начальных длительностях импульса порядка фс.

p Показано, что при определённых параметрах эти сверхкороткие высокоинтенсивные субимпульсы могут распространяться в кристалле кварцевого стекла в квазисолитонном режиме дальше, чем на мм, и в пульсирующем канале, сохраняя форму пучка, на расстояние порядка мм.

Предложен способ управления количеством и параметрами образующихся субимпульсов за счёт варьирования начальных параметров импульсного лазерного излучения: шириной пучка, длительностью импульса, мощностью лазерного излучения.

Третья глава посвящена изучению генерации континуального излучения сверхмощным ( Pin Pcr > 10 ) фемтосекундным импульсом в оптически однородных средах. Особенно актуальна сейчас генерация суперконтинуума в широко распространенных прозрачных диэлектриках типа кварцевое стекло.

Основным недостатком уже наблюдавшихся в кварцевом стекле континуальных спектров (при облучении его мощным лазерным излучением на длине волны 800 нм) является резкая асимметричность: большое уширение спектра в область высоких частот и весьма незначительное уширение в низкочастотную область (рис.6 а). В данной главе представлены результаты исследования нелинейных механизмов сверхширения спектра сверхмощного фемтосекундного лазерного импульса в кварцевом стекле.

В разделе 3.1. изучается эволюция сверхмощных фемтосекундных импульсов в кварцевом стекле, когда динамическая конкуренция между самофокусировкой и дефокусировкой, обусловленной ионизацией, возникает уже на входе в диэлектрик. Генерация суперконтинуума мощным фемтосекундным лазерным излучением в сплошной прозрачной среде есть следствие самомодуляции фазы светового поля и возникновения её временного градиента, обусловленного воздействием индуцированных фотоионизационных процессов (многофотонная, лавинная и туннельная ионизации) на распространяющееся лазерное излучение. В то же время известна роль ширины запрещённой зоны диэлектрика как фактора, ограничивающего возможность U 4.7 эВ для генерации континуального спектра).

сверхуширения спектра ( Кварцевое стекло обладает рядом преимуществ: распространённый и недорогой U = материал, большая для прозрачного диэлектрика запрещённая зона ( эВ), возможность волноводного каналирования сверхмощного излучения на сравнительно большие расстояния. Поэтому кварцевое стекло может стать одним из наиболее перспективных материалов для генерации суперконтинуума.

В разделе 3.2. приведены результаты численного исследования динамики изменения пространственно-временной огибающей и спектрального профиля сверхмощного ультракоротких импульсов в кварцевом стекле.

Наиболее интересен и важен случай эволюции 50 фс лазерного импульса w0 = 30 Pin Pcr = шириной. В результате филаментации мкм при мощности импульсный пучок теряет около 40% своей начальной энергии и расслаивается на субимпульсы и субпучки, причем почти вся энергия лазерного излучения локализуется в двух импульсных пучках.

Как показало моделирование распространения сверхмощного излучения расслоение пучка сопровождается резким уширением частотного спектра как в сторону высоких, так и в сторону низких частот (рис. 5 б), что отличает его от случая генерации континуального спектра при небольшом превышении порога самофокусировки (рис. 5 а). Спектральные структуры, аналогичные изображённому на рисунке 5 а, наблюдались экспериментально в кварцевом стекле.

а) б) Рис. 5. (а) Высокочастотный континуальный спектр, генерируемый 140 фс импульсом в кварцевом стекле при Pin Pcr = 1.1. (б): Суперконтинуальный спектр, генерируемый импульсами длительностью 50 фс (сплошная кривая) и 150 фс (штриховая кривая) в кварцевом стекле при Pin Pcr = 30 (пунктирной кривой изображён исходный спектр лазерного импульса, = 1, 0 = 12500 см-1).

Отметим, что для лазерного импульса с начальной длительностью = фс полученное уширение спектра в сторону низких частот было p = больше, чем для фс (см. рис. 5 б). Кроме того, с уменьшением p начальной длительности импульса от 150 фс до 50 фс – увеличился интервал, на протяжении которого вдоль продольной оси наблюдается резкое уширение частотного диапазона импульсного лазерного излучения.

Раздел 3.3. посвящён анализу физической природы процессов, приводящих к генерации континуальных компонент частотного спектра. Полученное высоко- и низкочастотное уширение спектра объясняется нелинейной фазовой L nl = 2 (0) dz модуляцией n. С производной (градиентом) фазы связана мгновенная частота (r, )= nl (r, ) ( ), которая и определяет уширение спектра. Очевидно, сверхуширение обязано формированию крутых фронтов на огибающей лазерного импульса, в частности, под воздействием фотоионизационных процессов, обуславливающих резкий скачок фазы.

Неоднократно наблюдавшиеся в диэлектриках только высокочастотные уширения объяснятся тем, что изменение фазы на заднем фронте импульса nl обусловлено преимущественно ионизацией: резко спадает за время 1.5 nl фс. Скорость изменения переднего фронта, идущего в f нейтральной диэлектрической среде, значительно больше (как правило:

фс). Даже если пик импульсного пучка расслаивается на две или f + более частей, эти части распространяются в непосредственной близости друг от друга, и уширение частотного диапазона обусловлено крутизной переднего фронта первого субимпульса и заднего фронта второго.

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»