Генерация сверхсильных световых полей и взаимодействие мощного фемтосекундного излучения с веществом тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

На правах рукописи

□□ЗОВ7212

БАБИН Алексей Александрович

ГЕНЕРАЦИЯ СВЕРХСИЛЬНЫХ СВЕТОВЫХ ПОЛЕЙ И ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ

01.04.21 - лазерная физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Нижний Новгород - 2006

003067212

Работа выполнена в Институте прикладной физики РАН, г. Нижний Новгород

Официальные академик РАН

оппоненты: Крохин Олег Николаевич

доктор физико-математических наук, профессор Крюков Петр Георгиевич

доктор физико-математических наук, профессор Гильденбург Владимир Борисович

Ведущая Международный учебно-научный центр МГУ

организация: им. М.В. Ломоносова

Защита состоится '\QmsOP* № 2007 г. в ' V час. на заседании диссертационного совета Д 002.69.02 в Институте прикладной физики РАН (603950, г.Нижний Новгород, ул. Ульянова 46).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института прикладной физики РАН.

Автореферат диссертации разослан

¿/ 2006 г.

Ученый секретарь диссертационного совета д. ф.-м. н.

Л

Ю. В. Чугунов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Развитие лазерной физики привело к революционному скачку в технике генерации сверхкоротких световых импульсов. К концу 90-х годов прошлого столетия длительность лазерных импульсов, излучаемых непосредственно оптическими квантовыми генераторами сократилась до нескольких оптических периодов и составила величину менее 10 фемтосе-кунд (1 фс = 10"14 с) [1*-2*]. Эти достижения были получены благодаря следующим обстоятельствам:

Во-первых, были синтезированы широкополосные лазерные среды, позволяющие усиливать оптическое излучение в полосе'более 5-102 см"1, что позволяет возбуждать 105-И06 мод резонатора типичной для лазера длиной ~ 1 метра. Среди довольно большого класса таких сред рекордсменом по ширине полосы усиления до сих пор остается сапфир с титаном (А120з:Т1+3) — Ti:Sa. Именно в таком лазере удалось получить длительность выходного импульса в несколько оптических периодов, ширина спектра излучения которого практически соответствует ширине полосы усиления активного элемента.

Во-вторых, к этому времени оказались достаточно хорошо разработанными методы синхронизации лазерных мод, позволяющие концентрировать электромагнитную энергию в короткие временные интервалы - вплоть до фемтосекундного диапазона длительностей. Экспериментаторам удалось использовать для этой цели наименее инерционную электронную (керровскую) нелинейность самой лазерной среды. В литературе такой механизм синхронизации мод получил аббревиатуру KLM от английского словосочетания Kerr Lens Mode locking [3*]. Практически во всех схемах фемтосекундных лазеров для проявления этой нелинейности и, как следствие, синхронизации мод, используется специальная геометрия резонатора лазера, в которой определенным образом подбираются поперечные размеры пучка накачивающего лазера и моды резонатора фемтосекундного ОКГ.

В-третьих, техника генерации сверхкоротких лазерных импульсов стимулировала интенсивное развитие фемтосекундной оптики, что позволило, например, разработать методы управления временной дисперсией материальной среды. В свою очередь, фемтосекундная оптика, за счет взаимодействия с лазерной физикой, дала бурное развитие новым научным направлениям и технологиям нового поколения, в которых сверхкороткая длительность лазерных импульсов играет ключевую роль. Среди таких направлений можно выделить управление процессами в физических [41-44], химических и биологических [45] системах на молекулярном уровне, коммуникационные технологии с рекордной плотностью передачи информации, прецизионная микрообработка материалов [46 - 48] и медицинские приложения.

Следует особо отметить, что фемтосекундная оптика послужила основой для развития другой стратегически важной области знаний - физики сверхсильных полей и порождаемых ими экстремальных состояний вещества. Про-

3

гресс в этой области обусловлен созданием тераваттных (1012 Вт) фемтосе-кундных лазерных комплексов. Оптические поля с интенсивностями более 1018 Вт/см2, образующиеся при фокусировке таких лазерных импульсов, на несколько порядков превосходят уровень внутриатомных полей и приводят к релятивистскому движению электронов, что позволяет на коротких временных интервалах взаимодействия создавать состояния вещества с экстремальными свойствами. Как это видно уже сейчас, тераваттные фемтосекундные лазерные комплексы становятся экспериментальной базой для развития новых направлений в атомной физике, физике ускорителей заряженных частиц, в исследованиях по короткоимпульсным источникам излучения в рентгеновском и гамма диапазонах частот. Помимо значительного влияния на развитие новых научно-технических направлений, создание таких комплексов служит своеобразным свидетельством передового уровня высоких технологий в стране. Это связано так же и с тем, что при увеличении мощности источников сверхсильных лазерных полей до мультитераватгного и петаваттного уровня они могут быть использованы для непосредственного моделирования в лабораторных условиях процессов, протекающих в ядерных и термоядерных реакциях. Таким образом, все перечисленные выше обстоятельства и обуславливают актуальность диссертационной работы в целом.

Цели диссертационной работы. Основной целью работы было создание источника сверхсильных электромагнитных полей на основе фемтосекундно-го лазерного комплекса тераваттного уровня мощности. Однако как всегда при решении крупной научно-технической проблемы возникают интересные задачи, имеющие не только вспомогательное, но и самостоятельное значение. К числу таких задач, представленных в диссертации, относятся задачи генерации предельно короткого лазерного импульса и восстановления временных амплитудных и фазовых характеристик сверхкороткого волнового пакета. Экспериментальное решение этих задач так же составило цель настоящей работы. И, наконец, разработка методов исследования поведения вещества при взаимодействии с мощным оптическим излучением и объяснение экспериментально наблюдаемых явлений составило еще одну цель диссертационной работы.

Научная новизна работы и основные положения, выносимые на защиту.

Научная новизна диссертационной работы определяется полученными оригинальными результатами. На защиту выносятся следующие основные положения:

1. Применение специального компенсатора дисперсии в оригинальной схеме лазера на корунде с титаном позволяет получить выходную длительность импульса 10 фс при использовании стандартного активного элемента длиной 1 см. при средней мощности выходного излучения О.З.Вт.

2. Восстановление временного распределения амплитуды и фазы сверхкороткого волнового пакета возможно осуществить на основе анализа сигна-

ла интерференционного автокоррелятора интенсивности. Экспериментальная апробация методики полностью подтвердила расчеты. В частности, квадратичная фазовая модуляция (линейный чирп частоты) определяется в эксперименте с точностью лучше 10%, что дает возможность измерять параметр к2 характеризующий дисперсионные свойства материала во втором приближении теории дисперсии.

3. Фемтосекундный лазерный комплекс тераватгного уровня мощности с близким к дифракционному пространственным качеством пучка может быть создан на основе отечественной элементной базы.

4. Аксиконная фокусировка мощного фемтосекундного излучения в прозрачные диэлектрики демонстрирует сложную трансформацию частотно -углового спектра падающего излучения, возникающую благодаря ионизации среды на оси конической линзы. Образующаяся при этом в области каустики необратимая модификация среды может быть использована для различных приложений, в том числе и для создания волноводных структур оптического и рентгеновской оптики.

5. Структура спектра третьей гармоники возбуждающейся в области каустики при обычной фокусировке интенсивного (1<1016 Вт/см2) излучения в свободное пространство состоит из двух компонент, каждая из которых обусловлена различными механизмами нелинейности среды.

При волноводном распространении интенсивного фемтосекундного излучения в газонаполненных диэлектрических капиллярах происходит сильное уширение падающего спектра за счет фазовой модуляции, вызванной ионизацией газа. Теоретическая модель, качественно правильно описывающая ионизационную трансформацию исходного спектра излучения, предсказывает возможность существенного временного сжатия (компрессии) выходного импульса.

Научное и практическое значение работы. Научная и практическая значимость диссертационной работы, по существу, следует из всего вышеизложенного материала. Получение лазерной генерации с 1 (Уфе-длительностью импульса, приведенное в первом разделе работы, важно как демонстрация использования накопленного знания о природе лазерной генерации импульсов фемтосекундного диапазона. Практическая значимость этого обстоятельства заключается в создании относительно недорогого и простого короткоим-пульсного лазерного источника, область применения которого включает научные, технические и даже медицинские приложения. Продемонстрированная в этом же разделе возможность восстановления амплитудных и фазовых характеристик сверхкороткого волнового пакета, т.е. реального электрического поля светового сигнала, с помощью традиционного интерферометрическо-го автокоррелятора носит, в основном, методологический характер. Однако с точки зрения практического применения этот результат важен для определения качества сверхкороткого лазерного импульса, а так же для экспресс-измерения некоторых дисперсионных параметров оптических материалов.

Значимость результатов по созданию фемтосекундного лазерного комплекса тераватгного уровни пиковой мощности, заключается в создании уникального инструмента исследования материального мира, позволяющего получать сверхсильные электромагнитные поля.

В качестве примеров использования созданного комплекса для исследования поведения вещества в сильных полях проведено два цикла экспериментальных работ. Первый касается взаимодействия интенсивного фемтосекундного излучения с прозрачными диэлектриками при аксиконной фокусировке; во втором исследуется распространение такого излучения в газовых средах в свободном и волноводном режимах. Впервые проведено исследование фокусировки интенсивного излучения конической линзой в оптические материалы показавшее ряд принципиальных моментов, сопровождающих данный процесс. В частности, экспериментально обнаружено явление трансформации исходного частотно - углового спектра фемтосекундного излучения в набор спектрально - угловых компонент, излучаемых из области каустики в дискретных направлениях на частотах, близких к частотам плазменных резонан-сов З^соо, 2(ОоИ т.д.

При этом в самом материале, после воздействия однократного сверхкороткого импульса, образуется прямолинейный канал из модифицированного вещества с аспектным отношением ~ 104 при его поперечном размере ~ 1 мкм. Этот эффект может быть использован в многочисленных приложениях, таких как создание фотонных кристаллов, регулярных структур в прозрачных оптических материалах, например, дифракционных решеток и д.р.

В экспериментах по распространению интенсивного фемтосекундного импульса производящего ионизацию газа в свободном пространстве (при обычной фокусировке) обнаружена двухкомпонентная структура спектра третьей гармоники, излучаемой из области каустики фокусирующей системы. Эти исследования важны для понимания физических механизмов происходящих при преобразовании частоты ионизирующего излучения в коротковолновый диапазон, а также для создания источников короткоимпульсного когерентного излучения вплоть до рентгеновского диапазона длин волн.

В случае волноводного распространения мощного фемтосекундного излучения, основной целью экспериментов было изучение процесса преобразования спектрального состава исходного импульса за счет ионизационной нелинейности. Значимость этих исследований заключается в экспериментальном доказательстве значительного уширения (~ в 3 раза) спектра и, соответственно, возможности укорочения длительности выходного импульса при незначительном снижении его энергии. Практическая ценность этой части исследований состоит в демонстрации возможности использования фемтосе-кундной лазерной плазмы для создания короткоимпульсного источника с высокой степенью пространственной когерентности миллиджоульного диапазона энергий.

б

Личный вклад автора. Представляемая диссертация является экспериментальным исследованием, и следовательно основные результаты работы получены в соавторстве, что отражено в публикациях. Автору данной диссертационной работы принадлежит ведущая роль на этапах постановки экспериментальных проблем, создании установок и схем проводимых экспериментов, а так же в получении и интерпретации всех результатов, включенных в основные результаты диссертации.

Апробация работы. Диссертация выполнена в Институте прикладной физики РАН, материалы, вошедшие в работу, докладывались на семинарах ИПФ РАН, ИОФ РАН, на научной сессии ООФА РАН, Техасском университете г.Остин, на выездной сессии Научного совета по оптике и лазерной физике, Н. Новгород, 2000 г. Результаты, приведенные в диссертации, были представлены на международных конференциях CLEO 1994, 1996, 1999; ICONO 1998, 2000, 2001; Laser Optics 1993, 2002, 2003; 1 Canada-Russian photonic workshop, Quebec, Canada, 2001; 1 Russian-French workshop "Lasers, precision measurements and quantum optics" Les Houches, France, 1999; International Symp. «Topical problems of nonlinear wave physics», Н.Новгород, 2003.

Публикации. Материал диссертации включает 52 опубликованные работу. Из них - 28 статей в реферируемых изданиях, 22 тезиса докладов и 2 патента на изобретение.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Диссертация состоит из трех разделов и заключения.

Раздел I.

Генерация сверхкоротких лазерных импульсов фемтосекундного диапазона и методы их диагностики [17,18,27,28, 32]

К настоящему времени достаточно хорошо изучены механизмы лазерной генерации импульсов фемтосекундного диапазона. Как уже отмечалось, на сегодняшний день наиболее эффективный метод получения импульсов сверхкороткой длительности состоит в синхронизации мод оптического квантового генератора. Идея реализация фемтосекундного режима генерации достаточно проста — нужно возбудить достаточное число мод резонатора лазера, сделать их эквидистантными и, используя любую достаточно быструю нелинейность внутри резонатора лазера, синхронизовать их. Легко показать [3*], что длительность импульса лазера связана с числом синхронизованных мод соотношением:

т = (c-Av-N)"1 (1.1)

где Av = (2L)"1 - величина межмодового интервала резонатора лазера длиной L, N - число синхронизованных мод, с - скорость света в вакууме. Из (1.1)

следует, что для получения импульса длительностью 100 фс необходимо синхронизовать ~ 105 мод резонатора при его длине ~ 1 м. Создание такого лазера на сегодня вполне решаемая задача, поскольку широкополосные усиливающие лазерные среды, как уже отмечалось, синтезированы и задача изготовления широкополосных оптических зеркал так же решена. Проблема устранения материальной дисперсии внутри резонатора лазера, необходимая для достижения эквидистантности мод лазера, решается за счет постановки внутрь резонатора лазера призменного компенсатора дисперсии [4*]. Это устройство, представляющее собой две одинаковые призмы, расположенные вершинками навстречу друг-другу и разнесенные на определенное расстояние, позволяет компенсировать дисперсию, вносимую в резонатор активным элементом. Компенсация материальной дисперсии усиливающего элемента происходит в некоторой полосе частот Ato, определяемой материалом призм. Соответственно число синхронизованных мод и минимальная длительность выходного импульса такого лазера будет определяться величиной Лео. В последнее время созданы зеркала с управляемой дисперсией (чирпованные зеркала), позволяющие, в сочетании с призменными компенсаторами, значительно увеличить число синхронизованных мод. Однако технология изготовления таких зеркал достаточно сложна, что определяет их высокую стоимость.

Проблема измерения временных характеристик сверхкоротких световых импульсов неразрывным образом связана как с задачей генерации таких сигналов, так и с различного рода метрологическими применениями фемтосе-кундных оптических сигналов. В данном разделе диссертации проводятся исследования, направленные на решение обеих этих проблем.

1.1. 10-фемтосекундный кольцевой лазер на корунде с титаном

В последние годы достигнут большой прогресс в генерации световых импульсов в несколько оптических периодов как при непосредственной лазерной генерации [1*, 5*], так и при внешней компрессии выходного фемтосе-кундного (фс) излучения [6*, 7*]. Эти достижения связаны с использованием зеркал с управляемой дисперсией (чирпованных), обеспечивающих компенсацию материальной дисперсии в широкой спектральной области [7*, 8*]. Однако фазовые характеристики подобных зеркал чрезвычайно чувствительны даже к незначительным вариациям толщины слоев, что предъявляет жесткие требования к точности их расчета и изготовления. Для ослабления этих требований необходимо чтобы величина положительной дисперсии, которая должна компенсироваться такими зеркалами, была как можно меньше. Для этого в линейном резонаторе типа Фабри-Перо, во-первых, применяют короткие (2-3 мм) высокодопированные кристаллы Ti:Sa, во-вторых, используют чирпованные зеркала в сочетании с призмами из низкодисперсионного материала [1*, 9*, 10*]. Пара таких призм, последовательно расположенных в резонаторе, компенсирует положительную дисперсию второго порядка, вноси-

8

мую кристаллом, а малая величина дисперсии 3-го и более высоких порядков призм позволяет использовать чирпованные зеркала с малой отрицательной дисперсией 3-го порядка и, следовательно, уменьшить требования к точности их изготовления. Так, в работе [1*] впервые сообщается о генерации импульсов короче чем два оптических периода с шириной полосы более 400 нм непосредственно из ТкЗа генератора при использовании чирпованных зеркал в комбинации с призмами из низкодисперсионного материала СаР2. С этой же целью применяют кольцевой резонатор, в котором величина дисперсии, вносимая кристаллом, автоматически уменьшается вдвое [11*]. В работе [12*] сообщается о генерации импульсов длительностью 13 фс в кольцевом лазере с четырьмя призмами из плавленого кварца в резонаторе. Имеются другие преимущества у генераторов с кольцевым резонатором, отмеченные рядом авторов [11*, 12*]. Во-первых, фемтосекундный режим менее чувствителен к переотражению луча назад в резонатор. Во-вторых, в кольцевом резонаторе менее вероятна генерация сателлитов или двойных импульсов, приводящих к менее стабильному фемтосекундному режиму или его срыву. В-третьих, симметричная схема кольцевого резонатора позволяет получать фемтосекундный режим в центре области устойчивости резонатора и, следовательно, оптимизировать выходную мощность лазера.

В данной части диссертации предложена и реализована идея создания предельно короткоимпульсного фемтосекундного генератора с резонатором в виде сложенного кольца, в котором, как и в случае линейного резонатора, для компенсации дисперсии достаточно только одной пары призм. В таком резонаторе мы применили - насколько нам известно, впервые - низкодисперсионные призмы из фторида лития (ГлБ), которые, как оказалось, наилучшим образом компенсируют дис-X Персию активного элемента вблизи центра полосы генерации ТгБа лазера (А.=800 нм). Схема лазера, поясняющая ход лучей, приведена на Рис 1.1. Здесь М! -М4 - плоские зеркала; М5,Мб - сферические зерка-Рис. 1.1 "Ч ла; Р! и Рг - брюстеровские

призмы компенсатора дисперсии; Ь - линза, фокусирующая излучение накачки; ОС - выходное зеркало; ТкБа - Тлхапфировый активный элемент.

Излучение из левого плеча конфокала, образованного зеркалами М5 и М6, дважды проходит последовательность призм Рь Р2. Первый раз - в прямом направлении, распространяясь над вспомогательным зеркалом М3, второй раз - в обратном направлении, отразившись от оборачивающего зеркала М] под

небольшим углом (-12 минут) в вертикальной плоскости, попадая после второго прохождения через призму Р2 на вспомогательное зеркало М3, которое совместно с зеркалом М4, выходным зеркалом ОС и сферическим зеркалом М6 правого плеча конфокала замыкает кольцо. Такая конфигурация резонатора, на наш взгляд, более проста в настройке фемтосекундного режима и удобна в работе по сравнению с традиционным кольцевым резонатором, в котором для компенсации дисперсии используются две пары призм [11*, 12*]. Как показали наши эксперименты, для возникновения и поддержания фс-режима в обычной кольцевой схеме необходимо выравнивать расстояния между призмами в каждой паре с высокой точностью (не хуже десятка микрон). Поэтому даже небольшие изменения положения какой-либо из четырех призм относительно луча срывают фемтосекундный режим. В нашем резонаторе эта проблема отсутствует, поскольку нами применяется только одна пара призм, и фс-режим не срывается при манипуляции с призмами в достаточно широких пределах. Перемещение призм в поперечном относительно луча направлении мы использовали для управления шириной и формой выходного спектра. Стандартный (не высокодопированный) кристалл Т1Ба длиной 1 см с коэффициентом поглощения а = 1.9 см на X = 514 нм и брюстеровскими рабочими гранями закреплялся в медном держателе, охлаждаемом термостабили-зированной водой при температуре 17 С. Излучение серийного аргонового лазера ЛГН-512 (все линии) фокусировалось линзой Ь (Г=12 см) в центр кристалла, расположенного между дихроичными сферическими зеркалами М5, М6 (Г=5 см). Мощность накачки Р = 6 Вт. Зеркала (М1-М4) - плоские, высоко-отражающие в диапазоне 700-900 нм, ОС - выходное зеркало (Т=5%). Для компенсации дисперсии мы использовали призмы Р), Р2 из 1лР. Призма Р! и оборачивающее зеркало М1 установлены на едином трансляторе, что обеспечивало возможность плавного изменения расстояния между призмами Рь Р2 без разъюстировки резонатора. Полная длина кольцевого резонатора Ь=414 см, расстояние между призмами Р1, Р2 с1=131.5 см. Расстояния между элементами схемы, за исключением длины конфокала, не являются критичными. Расстояние между сферическими зеркалами М5 и Мб оказывается чрезвычайно критичным параметром. Область устойчивости для непрерывной генерации имела ширину приблизительно 1.5 мм. Для нашей геометрии резонатора лазера оказалось, что только в узком (-0.2 мм) окне этой области устойчивости был возможен фемтосекундный режим.

Непрерывная генерация происходила в оба направления, как по часовой стрелке (с\у), так и против часовой стрелки (ссте), независимо от настройки резонатора с выходной мощностью в каждом направлении Р=(200-250) мВт. Изменяя настройку, можно было получить однонаправленный фс-режим как в сш, так и в сс\у направлении. Он был устойчив и поддерживался без срывов часами. Пространственное распределение выходного излучения при фемтосе-кундном режиме было близко к ТЕМоо моде, а выходная мощность равнялась Р=(300-350) мВт.

Для выбора пары призм, дисперсия которых наиболее оптимально согласуется с дисперсией кристалла, мы проанализировали дисперсию в кольцевом резонаторе, содержащем кристалл Тл8а и пару призм из таких низкодисперсионных материалов как СаР2, БЮг и ЫР. Дисперсия воздуха при этом не учитывалась. Расчеты показали, что из данного набора широкозонных диэлектриков наиболее широкополосным, для диапазона Т^Ба лазера, компенсатором дисперсии является пара призм, изготовленных из ЫР.

Для определения длительности выходных импульсов был собран автокоррелятор с широкополосными оптическими элементами по симметричной коллинеарной схеме [13*] с двумя контрориентированными расщепителями луча толщиной 0.2 мм и 100-микронным нелинейным элементом из кристалла КБР. Выходной спектр регистрировался оптическим анализатором спектра созданным на основе монохроматора МДР-12. Для компенсации дисперсии подложки выходного зеркала толщиной 7 мм примерялась дополнительная пара призм из 1лР. Типичная функция автокорреляции интенсивности и соответствующий спектр выходных импульсов представлены на Рис. 1.2. Из данных измерений в предположении временного профиля интенсивности БесЬ2^) следует, что длительность импульса по половине высоты составляет т=(9,5-10) фс при ширине спектра Ак-96 нм. Это соответствует произведению длительности импульса на ширину полосы т-Д\'=0.43, что несколько выше теоретического предела для БесЬ2-подобных импульсов (0.315) и связано, по-видимому, с отличием формы импульса от предполагаемой.

6 —

2 —

Н

12ш (отн. ед.)

Один оптический период (2.7 фс)

I (отн. ед.)

1.0

0.5

1 I 1 I 1 I ' I 1 I 1 I

-30 -20 -10 0 10 20 30 задержка (фс)

0.0

700

н г

750

т

800 850 ^(нм)

900

Рис. 1.2. Автокорреляционная функция интенсивности и спектральное распределение выходного излучения кольцевого фемтосекундного лазера

Как уже отмечалось выше, ширина спектра выходных импульсов легко варьировалась при поперечном перемещении призмы компенсатора. Максимальная ширина спектра, которую удалось получить в исследуемом генераторе, равнялась АХ=200 нм и была близка к ширине полосы применявшихся

11

зеркал. Однако форма спектра при этом оказывалась двугорбой, а в этом случае, как известно [15*], длительность выходного импульса генератора увеличивается примерно в 1.5 раза по сравнению со случаем гладкого (гауссового или 8есЬ2-подобного) спектрального распределения, имеющего такую же ширину.

Таким образом, мы показали, что наиболее подходящим для получения предельно короткого импульса Ti:Sa лазера является компенсатор дисперсии с призмами из LiF. Применение такого компенсатора дисперсии в сочетании с оригинальной схемой кольцевого резонатора позволило получить длительность импульса выходного излучения <10 фс при длине активного элемента 1 см без использования зеркал с управляемой дисперсией.

1.2. Восстановление амплитудных и фазовых характеристик сверхкороткого волнового пакета с помощью автокорреляционных методов

Проблема измерения временных характеристик сверхкоротких световых импульсов, излучаемых лазером с синхронизованными модами, возникла одновременно с их созданием [15*, 16*]. С тех пор длительность импульсов, генерируемых непосредственно с помощью ОКГ, сократилась более чем на три порядка и достигла практически предельной величины в несколько оптических периодов. За это время не только были существенно улучшены методики измерения временных параметров огибающей сверхкороткого импульса, но и разработаны методы измерения амплитуды и фазы электромагнитного поля сверхкороткого волнового пакета.

Методы, позволяющие восстанавливать полное поле светового импульса, условно можно разделить на три группы. Первая основана на интерференционных измерениях, имеет очень большую историю и, соответственно, наиболее полно разработана. Ясно, что, используя интерференцию сверхкороткого импульса во временном или спектральном пространстве, можно, в принципе, получить информацию о соответствующем распределении фазы поля. Этим измерениям посвящено огромное количество работ, укажем только ключевые [17*-20*]. Другая группа работ [21*—23*], сравнительно недавно появившаяся, использует математически доказанный факт, что многомерная (не интерференционная) автокорреляционная или кросскорреляционная функция позволяет восстановить фазовое распределение короткого импульса. (В эксперименте, как правило, измеряется двумерное распределение сигнала в пространстве "частота - задержка", а итерационный алгоритм обработки дает искомые параметры). В англоязычной литературе наиболее разработанный на сегодня метод этой группы имеет аббревиатуру «FROG» [23*]). Третья группа [24*-26*], используя результаты одновременных спектральных и корреляционных энергетических измерений и некий итерационный алгоритм, так же дает возможность нахождения амплитудных и фазовых характеристик светового импульса. Методы восстановления параметров поля сверхкороткого волнового пакета первой группы (интерференционные) более просты в реали-

12

зации и обработке по сравнению методами второй группы. Однако последние более наглядны, поскольку дают возможность качественно установить характер фазовой модуляции светового импульса непосредственно по виду двумерного распределения получаемого сигнала, хотя скорость получения количественной информации здесь зачастую не удовлетворяет потребностям эксперимента. С этой точки зрения, третья группа методов существенно более быстродействующая, поскольку в них итерационная процедура восстановления поля оперирует с одномерными массивами данных. Однако проблема точности получения искомых величин здесь еще не закрыта.

Здесь нам удалось показать, что в некоторых случаях и для интерференционных методов удается объединить наглядность, простоту и скорость получения фазовой и амплитудной информации.

Легко показать, что для интерференционного автокоррелятора интенсивности, схема которого приведена в многочисленных публикациях (см., например [27*]), сигнал с выхода фотоприемника имеет вид:

t/(T)= ¡\p2(t) +p2(t + T) + 2p(t)p(t + T)cos[<p(t)-<p(t + T)-\\dt (1-2.1)

— оо

где p(t) и <p(t) — медленная амплитуда (огибающая) и фаза поля оптического импульса E(t) соответственно:

E(t) = pit) exp [jcp{t)] + кс. (1.2.2)

Выражение (1.2.2) справедливо, как известно [4*], до тех пор, пока выполняется неравенство соо*т<) >1, т.е. пока огибающая p(t) содержит хотя бы несколько оптических периодов; здесь ю0 и т0 - центральная частота и длительность огибающей волнового пакета. Заметим, что сигнал (1.2.1), строго говоря, не является автокорреляционной функцией интенсивности, хотя и содержит ее:

00 9 9

G(T)=^(t)p^(t + T)dt (12.3)

Помимо информативной части, в выражении для U(т) содержится постоянная составляющая - фон, который, как правило, затрудняет измерение временных характеристик в эксперименте. Этот факт хорошо известен и неоднократно обсуждался [15*, 27*]. Нетрудно построить схему автокоррелятора, выходной сигнал которого не будет содержать фон (так называемый безфо-новый автокоррелятор), однако в этом случае, как следует из (1.2.1), полностью теряется информация о фазовой структуре импульса. Тем не менее, такие измерители временных параметров сверхкороткого импульса широко применяются в эксперименте, поскольку они дают достаточно надежную информацию о длительности огибающей волнового пакета.

Из (1.2.1) следует, что сигнал U(r) содержит информацию о временной зависимости амплитуды огибающей и фазы. Как это обычно бывает для обратных задач, восстановление параметров поля E(t), в общем случае, не пред-

ставляется возможным в силу некорректности решения интегрального уравнения (1.2.1). Однако для некоторых частных случаев, важных с практической точки зрения, из этого выражения удается определить p(t) и (p(t). Покажем это.

Будем считать, что медленная огибающая p(t) имеет гауссов вид, а фазу <р(t) представим в виде полинома третьей степени: p{t) = р0 ехр( -г1 /2т02)

(1.2 4)

cp(t) = co0t + t2a / 2 + г3ß /3 Здесь ро - амплитуда огибающей волнового пакета, а коэффициенты а и ß отвечают за линейный и квадратичный чирпы частоты. В этом предположении временное распределение амплитуды волнового пакета определяется одним параметром - длительностью огибающей т0, а фазовое распределение -коэффициентами аир. Представление фазы в виде (1.2.4) соответствует разложению в ряд Тейлора, где каждое следующее слагаемое много меньше предыдущего. Для сверхкоротких волновых пакетов (для которых справедливо выражение (1.2.2)), распространяющихся в материальной среде со слабой дисперсией, т.е. в полосе прозрачности, обычно вполне достаточно ограничиться таким разложением фазы. Положим, для начала, /?=0, т.е. учтем только линейный чирп входного оптического импульса. В этом случае выражение (1.2.1) для сигнала с выхода коррелятора U(r) будет иметь вид

2 2 i7(r) = l + 2G(r) + [G(r)]M cos 2iyor + 4[G(r)](2 + M )/4х

x cos со j * cos - ' ' ^ ^

л/м2 -1 * г2 / 4r2

Здесь параметр М есть число, показывающее во сколько раз может быть сжат во времени исходный фазово-модулированный импульс длительностью огибающей то за счет компенсации его квадратичной фазы [4*]:

М2 =(Аа)/Асо0)2 = 1 + (огг02)2, (1-2-6)

где Лео — ширина спектра входного фазово-модулированного оптического сигнала, а Дсо0 = 1/то - ширина спектра спектрально-ограниченного импульса. Для такого импульса а = 0 и, следовательно, М= 1. Отметим, что выражение (1.2.5) было получено в работах [17*, 18*], однако авторы [17*] не привели его к столь наглядному виду, что, по-видимому, затруднило его дальнейший анализ, а используемая в работе [18*] аппроксимация верхней и нижней ветвей огибающей сигнала 1/(т) для нахождения параметра а недостаточно точна, особенно при анализе импульсов с малым числом периодов оптического поля.

Проанализируем полученное выражение. Сигнал Щт) действительно не является автокорреляционной функцией интенсивности (1.2.3) даже для спектрально-ограниченного оптического сигнала и содержит несколько характерных временных масштабов. Самый большой т, ~ масштаб связан с дли-

тельностью огибающей p(t) и определяется функцией G(r)=exp(-^/2t20). Следующие, более мелкие масштабы, определяются последним и третьим слагаемыми в (1.2.5):

т2 ~ 2т0/(М 2 - I)"4

тъ ~ 2д/2г7/(2 + М 2)I/2 (L27)

г4 - 2т0 / М

И наконец, самый малый временной масштаб в (1.2.5) является оптическим периодом светового сигнала - т5~1/со0- При U(t) >1 временная иерархия всех масштабов следующая: т1>т2>тз>т4>т5. Это означает, что при наличии линейного чирпа сигнал U(г) должен иметь локализованную вблизи нуля осциллирующую часть, определяемую, в основном, последним слагаемым, и плавные крылья, спадающие в соответствии с законом, определяемым функцией G(t). Причем, чем больше величина М, т.е. чем более далек оптический импульс от спектрально-ограниченного, тем более локализована в окрестности т=0 осциллирующая часть сигнала. В том случае, когда регистрирующая система производит усреднение по самому малому масштабу т5, сигнал U(t)~1+2G(t) и не содержит информацию о фазе светового импульса. Этот факт также хорошо известен [17*, 27*].

Анализ зависимостей U(t), вычисленных по (1.2.5) для различных значений параметра М, показывает, что, несмотря на то что сигнал интерференционного автокоррелятора интенсивности не позволяет получать истинную автокорреляционную функцию, по верхней ветви огибающей осциллирующей части сигнала с вполне достаточной для эксперимента точностью можно определять его длительность только для спектрально-ограниченного светового импульса. Это довольно отрадный факт, поскольку именно такой способ измерения длительности сверхкоротких оптических импульсов применяется практически всеми исследователями. При М> 2 в форме сигнала U(т) возникают плавно спадающие крылья, свидетельствующие, как уже отмечалось, о наличии квадратичной фазовой модуляции в оптическом сигнале. Таким образом, вид измеряемой величины U(г) сразу дает информацию о наличии линейного чирпа частоты в оптическом сигнале. Для получения численного значения коэффициента а, как следует из (1.2.6), необходимо определить величины М и т0. Процедура нахождения этих величин детально будет приведена в экспериментальной части. Заметим только, что знак коэффициента а, как это видно из (1.2.6), данный метод определить не позволяет и, следовательно, для его нахождения нужна либо какая-нибудь априорная информация, либо постановка дополнительного эксперимента.

Перейдем теперь к анализу влияния нелинейного чирпа частоты, т.е. кубичной добавки к фазе в (1.2.4) на вид сигнала U(t). Для этого положим в (1.2.4) а=0. Такую ситуацию в эксперименте можно получить, если предварительно скомпенсировать квадратичную фазу при помощи, например, приз-менного компенсатора дисперсии. В этом предположении также можно полу-

чить аналитическое выражение для сигнала, снимаемого с выхода интерференционного автокоррелятора интенсивности:

У(т) = 1 + 2С(г) + <^г)*^4Г2(г)-3*со5Ф(г)+4[С(т)]'ч/4'гг<г) *со5Т(г)*1/./р(т) (1.2.8) где

ВД=1+(/V2 -1) * (г/2г0)2

(1.2.8а)

Ф(г) = + 0.5я tan

(t/t0)^n2 -1 +{r/r0)3(V/V2-1)/6 (1.2.86)

У(г) = й)0г+0.5а tanj^(r/2r0) VnM j + (l /16F2 (г) +1 /12^7/ т0 )3 (1.2. 8в)

и параметр

W2=l + (/?r03)2 (1.2.8г)

Структура выражения Vfr), как следует из (1.2.8), аналогична (1.2.5). Первые два слагаемых просто совпадают, а третье и четвертое дают осциллирующие добавки. Физический смысл параметра N аналогичен определенному выше числу М. Заметим, что в рассматриваемом случае локализация осциллирующей части сигнала вблизи значения т = 0 значительно менее выражена, чем при квадратичной фазе, поскольку показатель степени функции G(r) в последнем слагаемом V(r), определяющий эту локализацию, стремится к единице с ростом N. Кроме того, из (1.2.8—1.2.8в) следует, что модуляция в выходном сигнале становится значительно более непериодической, чем для случая линейного чирпа; и чем больше параметр N, тем выше степень непериодичности наблюдаемых осцилляций. Следовательно, наличие нелинейного чирпа в сигнале можно определять по уширению гармоник сигнала V(r) на частотах со0 и 2со0

Анализ зависимостей V(t) показывает, что в этом случае процедура извлечения параметров т0 и р более трудоемка и сложна, чем для случая линейного чирпа, поскольку в поведении кривых V(r) для различных значений параметра N не удается выделить характерные особенности определяемые только т0 или только р, особенно при малых N. При сравнительно слабой фазовой модуляции (при N<5), в отличие от квадратичной фазы, получаемые зависимости близки к случаю N= 1. Это обстоятельство, безусловно, затрудняет восстановление искомых величин из экспериментальных данных. При N>5 различие в поведении зависимостей V(r) для различных N уже вполне измеримо и здесь можно выделить те самые характерные участки, о которых говорилось выше. Следовательно, в данной ситуации достаточно легко определяются т0 и р. Однако, получение столь больших значений N вряд ли достижимо в реальных ситуациях. В пределе при N »1 сигнал V(r) будет иметь гладкий вид определяемый, первыми двумя слагаемыми в (1.2.8) с очень узким пиком в окрестности т=0, поскольку V(0) всегда равно 8 (так называемый пик когерентности). Определение знака р, так же как и при квадратичной фазе, невозможно, что связано с физическим принципом работы данного коррелятора.

Таким образом, экспериментальная возможность измерения кубичной фазы сверхкороткого светового импульса с помощью традиционного интерференционного автокоррелятора интенсивности представляется весьма проблематичной, за исключением, быть может, каких-либо специальных случаев.

В том случае, когда в исследуемом оптическом сигнале одновременно присутствуют квадратичная и кубичная фазы, в предположении гауссова профиля огибающей оптического сигнала, также можно получить аналитическое выражение для выходного сигнала интерференционного автокоррелятора интенсивности. Структура этого выражения похожа на полученные выше зависимости Щт) или У(т), однако само оно стало значительно более громоздким и потеряло наглядность, присущую Щт).

Для проверки расчетов был поставлен эксперимент, суть которого заключалась в получении сигнала интерференционного автокоррелятора интенсивности фазово-модулированного сверхкороткого оптического импульса. Источником излучения служил кольцевой фемтосекундный лазер, представленный в работе [17]. Внешний призменный компенсатор дисперсии, установленный непосредственно после выходного зеркала лазера, использовался для компенсации дисперсии материала подложки этого зеркала с целью получения спектрально-ограниченного волнового пакета на входе в автокоррелятор. Полная длительность скомпенсированного импульса 2то, измеренная по интерференционной автокорреляционной функции, составила =20 фс по уровню е"1 от максимума интенсивности. Полученное из измерений произведение Дсо*т0 оказалось равным 1.3, что на 30% превышает соответствующую величину для спектрально-ограниченного импульса гауссовой формы. Это обстоятельство связано, как известно [14*], с небольшим отличием формы генерируемого спектра от гауссова, что и имело место в эксперименте. Заметим, что аппаратное усреднение автокорреляционной функции, по быстрым ос-цилляциям дало то же самое значение длительности т0, что говорит, в соответствии с выражениями (1.2.5) и (1.2.8), об отсутствии фазовой модуляции в световом импульсе с выхода компенсатора.

Идея эксперимента довольно проста - нужно внести фазовую модуляцию в исходно спектрально-ограниченный лазерный импульс и посмотреть, как будет при этом выглядеть выходной сигнал автокоррелятора. В оптическом диапазоне фазовую модуляцию сверхкороткого импульса, как известно [4*], легко организовать, пропуская его через линейную диспергирующую среду. Поэтому в эксперименте для достижения этой цели мы устанавливали непосредственно перед входом автокоррелятора плоскопараллельные пластинки, изготовленные из различных материалов. Характерный вид выходного сигнала, получаемого при этом, приведен на рис. 1.3. Как следует из этого рисунка, наблюдаемая картина полностью соответствует теоретическим представлениям для случая квадратичной фазы (заметим, что осциллограмма аналогичного вида была получена в работе [19*] для импульса длительностью -13 пс с линейным чирпом). Избыточный шум в сигнале связан с использованием в нашем эксперименте не оптимального по полосе усилителя.

Задержка т(фс)

Рис. 1.3. Вид сигнала с выхода интерференционного автокоррелятора интенсивности для фазово-модулированного волнового пакета (исходный спектрально ограниченный сигнал пропущен через 3.5 мм пластинку гпБе. Серая кривая - экспериментальная реализация, темная - вычисленная по формуле (1.2.5) при то =33.5 фс и М = 4.47

Найдем параметры фазово-модулированного светового импульса, поступающего на вход коррелятора, полагая, что материальная среда вносит лишь квадратичную фазу. Легче всего найти длительность огибающей т0 по форме крыльев сигнала Щт). Как видно из (1.2.5), форма крыльев описывается выражением [/(т)~1+2С(т), следовательно, в предположении гауссова волнового пакета сразу находится параметр то. Следующий шаг состоит в подборе параметра М по наилучшему совпадению осциллирующих частей экспериментальной и расчетной зависимости Щт) (заметим, что еще один параметр - о)0, входящий в выражение (1.2.5), легко находится либо из периода осцилляции, либо из спектральных измерений по среднему значению частоты спектра анализируемого импульса).

Таким образом, поставленная задача в этом приближении полностью решена, по выходному сигналу интерференционного автокоррелятора нам удалось измерить параметры т0 и коэффициент при квадратичной фазе а. Кубичная добавка к фазе для прозрачных оптических материалов, как известно, много меньше квадратичной. Следовательно, в нашем случае, в увеличение длительности огибающей т0 она практически не дает вклада, что означает малое отличие параметра N от единицы и, как следует из теоретического рассмотрения, невозможность измерения параметра (3 в поставленном эксперименте.

В данном эксперименте с помощью сканирующего автокоррелятора интенсивности мы определили, по существу, средние параметры сверхкороткого волнового пакета, поскольку анализируемый сигнал представлял собой последовательность импульсов фс-диапазона следующих с частотой повторения -100 МГц. В принципе, такого же рода интерференционный автокоррелятор можно реализовать и для редко повторяющихся и даже однократных световых импульсов, если использовать стандартную схему одноимпульсного коррелятора [28*], в которой используется нелинейный кристалл, обладаю-

18

щий касательным (сверхшироким по углу) синхронизмом, как это предложено в этой же работе [28*].

Следует отметить еще одну интересную, на наш взгляд, возможность, которая следует из вышеизложенного. Мы продемонстрировали достаточно простой способ измерения величины квадратичной фазы фазово-модулиро-ванного волнового пакета. Это обстоятельство можно использовать для измерения параметра к2, характеризующего дисперсионные свойства материальной среды, а именно, дисперсию групповой скорости [4*]. В самом деле, для огибающей p(t) и фазы (p(t), определенной выражением (1.2.4) при (3 = 0, легко получить связь между к2 и а:

кг = от* //;[1 + (аГд)2] = Tq (М2 -1)1'2 /Ш2 (1.2.9)

где h - толщина пластинки. Из (1.2.9) следует, что экспериментально определив параметры т0 и М фазово-модулированного сверхкороткого светового импульса, прошедшего через пластинку, и измерив ее толщину, сразу же можно найти величину к2. Известен другой, традиционный способ определения параметра к2 — через вторую производную зависимости показателя преломления п от длины волны X [4*]. Следовательно, сравнивая величины дисперсионного параметра к2, полученные этими двумя методами, можно оценить адекватность предложенного нами способа. Помещая пластинки из различных материалов перед входом в автокоррелятор и регистрируя выходной сигнал, по изложенной методе мы измерили параметры т0 и М этих материалов и по формуле (1.2.9) вычислили величину к2для них. При использовании данных п(Х.) этих материалов [29*] были получены значения к2 по формулам, приведенным в [4*]. Результаты измерений и расчетов приведены в табл. 1.1.

Как следует из таблицы, относительная точность определения дисперсионного параметра к2 для каждого материала в наших экспериментах оказалась не хуже 3%, в то же время вычисленное значение к2 систематически (кроме ZnSe) отличается от измеренных на -10%. Возможно, это обстоятельство связано с отличием профиля используемого в эксперименте импульса от гауссова. Для селенида цинка при вычислении параметра к2 мы использовали собственную, быть может, не достаточно точную аппроксимацию п(Х), что могло привести к увеличению ошибки при вычислении к2.

Таким образом, нами, по существу, предложен экспресс-метод измерения абсолютной величины к2, основанный на анализе выходного сигнала интерференционного автокоррелятора интенсивности, который с вполне удовлетворительной экспериментальной точностью (~ 10%) дает верный результат.

Табл. 1.1

Материал K2 (фс2/см) (измерен.) К2 (фс"Усм) (вычисл.)

КУ-1 458 410

CaF2 304 290

LiF 253 220

А1А, 690 640

ZnSe 790 900

ПММА 600 —

Раздел II.

Тераваттный фемтосекунднын Тк8а лазерный комплекс [1,2,4,11,14]

В настоящее время в мире существует несколько фемтосекундных лазерных комплексов с пиковой мощностью более 1013 Вт (мультитераваттные системы) и интенсивностью излучения до 1020 Вт/см2 [30*-34*]. Помимо значительного влияния на развитие новых научных направлений, создание таких комплексов является демонстрацией престижа национальной науки и служит своеобразным свидетельством передового уровня технологий в стране.

Заметим, что в настоящее время продемонстрирована возможность применения процессов параметрического взаимодействия в нелинейных кристаллах типа ИКБР для эффективного усиления фемтосекундных импульсов и получения мультитераваттного уровня мощности выходного излучения [74*]. Основы физических аспектов этих процессов были заложены в наших работах [33-37].

Рис. 2.1. Блок-схема тераваггного фемтосекундного лазерного комплекса

В данном разделе диссертации представлено краткое описание созданного в ИПФ РАН тераваттного фемтосекундного Т1:8а лазерного комплекса, генерирующего лазерные импульсы длительностью около 100 фс, энергией около 100 мДж, интенсивностью сфокусированного излучения более 1018 Вт/см2 при частоте повторения 10 Гц.

Идеология построения лазерного комплекса является традиционной [35*] и заключается в генерации лазерных импульсов фемтосекундного диапазона длительностей, их последующем временном расширении и усилении фазово-модулированных (чирпованных) волновых пакетов в системе широкополосных оптических усилителей, и заключительном восстановлении исходного временного профиля сверхкороткого светового импульса. Блок-схема созданного фемтосекундного лазерного комплекса приведена на рис. 2.1 и полностью отражает изложенную выше идеологию. Кратко остановимся на принципиальных элементах этой схемы. Заметим только, что практически все оптические элементы и их покрытия, а также детали комплекса, за исключением Ti:Sa активных элементов, рассчитаны, изготовлены и испытаны в ИПФ РАН (см, например, [52]).

2.1. Задающий генератор

Задающий генератор представляет собой лазер на титанате сапфира (Ti:Sa) с пассивной синхронизацией мод за счет керровского механизма (KLM), принципиальную схему которого сейчас можно найти в многочисленных публикациях, посвященных фемтосекундным ОКГ (см., например, [4, 36*]). Резонатор лазера длиной около 3 м образован плоскими диэлектрическими зеркалами, внутри которых установлена пара вогнутых зеркал (радиус кривизны около 100 мм). Эти зеркала образуют близкий к конфокальному разъюстированный резонатор, в центре которого расположен брюстеровский активный элемент длиной ~1 см. Плоские зеркала (выходное и глухое) замыкают внутренний конфокал, образуя собственно резонатор лазера. Компенсатор дисперсии в виде двух брюстеровских призм, разнесенных на определенное расстояние и установленных вершинами в противоположные стороны, расположен около глухого зеркала. Расстояние между вершинами призм рассчитывается исходя из условия компенсации материальной дисперсии второго порядка для активного элемента длиной 1 см [37*]. Углы между осью кон-фокала и выходящими из него лучами выбираются из условия компенсации астигматизма [38*], вносимого плоскопараллельной пластиной брюстеров-ского активного элемента.

В качестве накачки фемтосекундного лазера используется пространственно одномодовое (мода ТЕМ^) излучение второй гармоники непрерывного твердотельного лазера. Это излучение фокусируется в активный элемент таким образом, чтобы поперечный размер пучка накачки в перетяжке был немного меньше минимального размера основной моды резонатора лазера и, кроме того, каустика конфокала должна быть продольно совмещена с этой перетяжкой. Эти условия являются необходимыми для реализации керровского механизма синхронизации мод Ti:Sa лазера. Порог непрерывной генерации в нашем случае (80-процентное выходное зеркало и 10-миллиметровый активный элемент) составил 1.5-2 Вт. Порог перехода в режим синхронизации мод оказался около 3 Вт. Устойчивая генерация фемтосекундных им-

пульсов наблюдалась вплоть до максимально возможной мощности лазера накачки (5.5 Вт). При этом средняя мощность выходного излучения доходила до 600-700 мВт при частоте следования импульсов -80 МГц, а длительность импульса составила -80 фс. Переход от непрерывного режима к импульсному осуществлялся при резком поперечном перемещении одной из призм компенсатора дисперсии. Стабильный фемтосекундный режим генерации лазера существовал на протяжении нескольких часов, что позволяло производить настройку всей оптической схемы комплекса и проводить эксперименты с исследуемыми объектами.

2.2. Стретчер

Устройство, производящее сильное (на 3-4 порядка) временное растяжение исходного фемтосекундного импульса за счет фазовой модуляции распространяющегося через него короткого волнового пакета, называется стрет-чером. По существу, этот элемент комплекса является элементом с сильной нормальной дисперсией, проходя который сверхкороткий световой импульс приобретает монотонное изменение несущей внутри огибающей (чирп). В результате, огибающая исходного лазерного импульса удлиняется и, соответственно, уменьшается пиковая мощность сигнала.

В качестве элементов с сильной дисперсией в стретчере используются дифракционные решетки. Существует несколько конструкций стретчера (см, например, [4*, 27*, 39*]), однако нам представляется наиболее удобной в настройке и эксплуатации схема, использующая одну дифракционную решетку (число штрихов на 1 мм - 1600, угол падения близок к авто коллимационному) и дополнительное плоское зеркало, установленное в фокальной плоскости сферического зеркала, которое возвращает первично дифрагированый пучок обратно на ту же решетку для вторичной дифракции. Помимо удобства в настройке такая схема стретчера позволяет исключить большеапертурные ахроматические линзы, используемые в традиционной схеме и использовать только одну решетку. Максимальный коэффициент временного растяжения импульса определяется, как известно, линейным размером решетки в плоскости дифракции Ь и для нашей схемы при ¿=100 мм оказался равным ЗхЮ3, что соответствует длительности около 200 пс.

2.3. Развязка Фарадея

Фарадеевская развязка выполняет одновременно две задачи:

1) предотвращает задающий генератор от обратной реакции усилительной системы;

2) направляет усиленное излучение после регенеративного усилителя в систему оконечных усилителей мощности.

В ее состав входят оптический вентиль Фарадея на постоянных магнитах, поляризаторы и фазовые пластинки, поворачивающие поляризацию пучка. Следует отметить, все оптические элементы, входящие в состав фарадеевской

22

развязки, не должны искажать спектр проходящего сигнала, а также все тепловые искажения должны быть сведены к минимуму [49 - 51]. Для этого были разработаны и изготовлены широкополосные поляризаторы и фазовые пластинки нулевого порядка.

2.4. Регенеративный усилитель

Регенеративный оптический усилитель представляет собой лазер на тита-нате сапфира с инжекцией внешнего сигнала, накачиваемый излучением второй гармоники импульсно-периодического Ис1:УАО лазера и имеющий внутри своего резонатора быстрый (со временем переключения < 2 не) электрооптический ключ, позволяющий выводить (выбрасывать) одиночный усиленный импульс. Используемый в регенераторе активный элемент имеет те же размеры, что и в задающем фемтосекундном генераторе. Излучение лазера накачки (аналог лазерных систем, приведенных в наших работах [38-40]) с энергией в импульсе -10-12 мДж фокусируется в активный элемент таким образом, чтобы его поперечный размер совпадал с размером основной моды резонатора регенератора. Если вход регенеративного усилителя заблокирован (режим свободной генерации) и не производится выбрасывания энергии из резонатора электрооптическим ключом, регенеративник работает как обычный лазер и излучает импульс длительностью в несколько сот наносекунд. Этот режим работы мы использовали для юстировки всех оконечных усилителей и исследуемого объекта. При подаче на вход усилителя чирпованного импульса с выхода стретчера и отсутствии выбрасывания выходящее излучение представляет собой периодическую последовательность коротких импульсов. Период повторения определяется временем обхода резонатора регенератора световым импульсом (длины резонаторов задающего генератора и регенеративного усилителя приблизительно одинаковы). Максимум огибающей этой последовательности, при оптимальной настройке усиливаемого сигнала, смещается во времени в сторону меньших задержек относительно опорного импульса на величину АТ~ 150-200 не по сравнению с максимумом импульса в режиме свободной генерации. Следовательно, время развития генерации в этом случае уменьшается на эту величину АТ, поскольку генерация развивается с уровня инжектируемого сигнала, а не с квантовых флук-туаций, как это имеет место в режиме свободной генерации. По этой картине экспериментально определяется оптимальный момент времени для выбрасывания усиленного импульса. Для наших условий оказалось, что оптимальное число полных проходов импульса по резонатору около 30, а выходная энергия усиленного импульса при этом составила 1.2-1.5 мДж. Таким образом, коэффициент усиления регенеративного усилителя по энергии составил примерно шесть порядков, при этом поперечная структура выходного излучения полностью определялась основной модой резонатора регенератора и пучок, соответственно, был дифракционно-ограниченным. Частота повторения усиленных импульсов определялась частотой повторения импульсов лазера на-

качки (10 Гц). Работой регенеративного усилителя управляла система синхронизации, которая определяла момент захвата одного из импульсов периодической последовательности задающего фс-лазера в резонатор регенератора и момент его выбрасывания после усиления. Внутренними «часами» системы синхронизации служила последовательность фемтосекундных импульсов, излучаемая задающим генератором. Таким образом, временная нестабильность момента выбрасывания усиленного в регенераторе оптического импульса относительно импульса накачки (джиттер) оказалась не более половины периода повторения Т~ 12 не. Это обстоятельство оказалось вполне удовлетворительным при дальнейшем усилении оптических импульсов в оконечных каскадах, которые накачивались излучением второй гармоники того же самого Ш:УАО лазера, поскольку время жизни инверсии ТкБа активных элементов составляет несколько микросекунд.

2.5. Усилители мощности

Для дальнейшего увеличения энергии оптического импульса нами последовательно использовались четырех- и трехпроходовые усилители. Активными элементами обоих усилителей служили брюстеровские Тк8а элементы диаметром 10 и длиной 15 мм. В качестве накачки четырехпроходового усилителя, как уже отмечалось, использовалось излучение второй гармоники того же Ис1:УАО лазера, который служил накачкой регенератора. Пространственная структура излучения этого лазера была близкой к гауссовой лишь в ближней зоне, поэтому нам пришлось строить систему переноса изображения (с уменьшением) этой зоны на вход усилительного элемента. Этим достигалось достаточно гладкое пространственное распределение накачки на входных торцах усилительного кристалла, что значительно снижало лучевую нагрузку. Для дополнительного уменьшения лучевой нагрузки на активный элемент усилителя пучок накачки разделялся на две части с примерно равной энергией в импульсах, и оба эти пучка подавались на кристалл усилителя навстречу друг другу. Размер обоих пучков выбирался таким образом, чтобы плотность потока энергии на входных поверхностях элемента не превышала 4 Дж/см2. Эта величина (судя по литературе и нашему опыту) соответствует безопасному, с точки зрения оптического разрушения, режиму работы усилителя. Соответственно, поперечный размер пучка усиливаемого сигнала согласовывался с помощью линзового телескопа с накачкой. Максимальная величина энергии в импульсе, полученная при энергии накачки -200 мДж не превышала 50 мДж. При этом необходимо отметить, что поперечная структура усиленного пучка слегка искажалась, в результате расходимость пучка на выходе четырехпроходового усилителя примерно в 1.4 раза превышала дифракционную.

Оконечный усилитель мощности выполнен по трехпроходовой схеме. Для его накачки была построена дополнительная к Ж: У АСт оптическому квантовому генератору, накачивающему регенератор и 4-проходовый усили-

тель, оптическая лазерная система с удвоением частоты, позволившая получить на выходе (в ближней зоне) гладкое пространственное распределение с энергией в импульсе около 1 Дж, жестко привязанная во времени к исходному импульсу. Для накачки кристалла оконечного усилителя здесь также использовалась система переноса изображения ближней зоны и, аналогично предыдущему случаю, излучение подавалось на кристалл с двух сторон. Плотность потока энергии накачки в этом случае также не превышала 4 Дж/см2, и поперечные размеры пучков усиливаемого сигнала и накачки были согласованы. По расчетам, энергетики накачки было достаточно для получения энергии с выхода оконечного усилителя на уровне 200-220 мДж, однако в эксперименте мы получили менее 200 мДж в выходном импульсе. Это несоответствие связано, возможно, с неидеальным пространственным согласованием пучков накачки и усиливаемого сигнала в активной среде.

2.6. Компрессор

Последним принципиально необходимым элементом тераваттного комплекса является устройство, осуществляющее восстановление временной формы исходного фемтосекундного импульса - компрессор. Это устройство представляет собой линейную систему с сильной аномальной дисперсией. Для идеального восстановления исходной формы фемтосекундного импульса необходимо знать частотную зависимость фазы Ф(со) усиленного чирпован-ного импульса, набежавшую по всей трассе до компрессора. Решеточный компрессор позволяет компенсировать лишь наиболее существенные квадратичную и кубичную слагаемые в разложении Ф(со) в ряд Тейлора в окрестности центральной частоты со0, поскольку он имеет два свободных параметра -расстояние между решетками и угол падения на первую из них. В силу этого обстоятельства полного восстановления временной формы огибающей после компрессора не происходит, в импульсе сохраняется остаточная фазовая модуляция, что приводит к его растяжению по сравнению с исходным, а так же к возникновению «крыльев». В принципе, в настоящее время существует возможность компенсации более высоких, чем третья, поправок разложения Ф(ш) и, соответственно, более точного восстановления исходного импульса за счет, например, оптических элементов (зеркал) с управляемой дисперсией [40*]. Однако, помимо сложности и дороговизны изготовления таких элементов, измерение необходимых для компенсации фазовых характеристик оптического импульса также представляет собой непростую задачу. В нашем комплексе использована однорешеточная конструкция компрессора, которая, помимо значительного удешевления, более проста в настройке и эксплуатации. Вместо второй решетки мы использовали уголковый отражатель, возвращающий (в плоскости дифракции) излучение после первичного дифраги-рования вновь на ту же решетку для вторичного отражения. Второй уголковый отражатель, установленный в плоскости, перпендикулярной плоскости дифракции, направлял излучение обратно и выводил сжатый во времени им-

пульс из компрессора. Суммарный коэффициент пропускания компрессора по энергии оказался равным 50% и определялся в основном недостаточно большим коэффициентом отражения используемой решетки. Таким образом, как следует из рис. 2.2, созданный фемтосекундный комплекс позволяет получать выходную энергию около 0.1 Дж в импульсе длительностью -100 фс, т.е. пиковая мощность импульса составляет 1012 Вт при расходимости выходного излучения близкой к дифракционной.

Рис. 2.2. Одноимпульсная автокорреляционная функция интенсивности выходного излучения системы (длительность импульса 80 фс по лоренцевой аппроксимации, (пунктир)) при величине энергии в импульсе 80 мДж.

2.7. Система диагностики параметров фемтосекундных импульсов

Система диагностики, как следует из рис. 2.1, состоит из первичных датчиков преобразующих световое излучение в электрический сигнал и системы сбора, обработки и хранения информации. Первичными датчиками служат автокорреляторы интенсивности (сканирующий и одноимпульсный), спектрограф и измерители энергии лазерных импульсов. Спектрограф и сканирующий автокоррелятор используются для непрерывного мониторинга параметров задающего фемтосекундного генератора. Одноимпульсный коррелятор служит для измерения длительности выходного импульса, а энергетические датчики для измерения энергии в нем. Энергетические датчики созданы на базе светодиодов и откалиброваны по калориметрическому измерителю энергии типа ИМО-2. Отметим, что автокорреляторы, используемые для анализа временных характеристик фемтосекундных импульсов, рассчитаны и изготовлены в процессе создания всего лазерного комплекса.

Система сбора, обработки и хранения информации собрана на базе персонального компьютера (ПК) и аналого-цифровых преобразователей, встроенных в общую шину ПК. Данная система позволяет одновременно наблю-

1 .о

-800 -боо -4сю -200 о 200 400 600 800 время, фс

дать спектр и обе автокорреляционные функции выходного излучения, измерять до трех векторных величин (сигналы с 3-фотодиодных линеек) и до 16 энергетических параметров в реальном масштабе времени при частоте следования выходных импульсов до 10 Гц.

Раздел III.

Исследование взаимодействия мощного фемтосекуидного излучения с веществом [3,4,6-13, 15, 16, 19-26, 29-32]

Как было выше отмечено, создание тераваттного фемтосекуидного комплекса позволило предоставить в руки исследователей уникальный инструмент изучения окружающего мира на атомном и молекулярном уровне. Воздействие такого излучения на практически любые материальные среды приводит к совершенно удивительным явлениям и эффектам, наблюдаемым даже невооруженным глазом. Физическая причина всех наблюдаемых явлений состоит в гигантской пиковой интенсивности фемтосекуидного лазерного импульса. При величине энергии в импульсе 10 мДж, длительности 100 фс и диаметре лазерного пучка ~ 1 мм, интенсивность в нем оказывается на уровне нескольких сотен гигаватт на 1 см2. При таких интенсивностях любая среда, находящаяся в твердой или жидкой фазе становится нелинейной и именно нелинейный отклик наведенной поляризации приводит к многообразию наблюдаемых явлений. В случае газообразных сред уровни интенсивности, при которой возникают нелинейные явления, при той же длине трассы взаимодействия, примерно на 3 порядка выше и связано это с тем обстоятельством, что концентрация атомов в газе при нормальных условиях примерно на 3 порядка меньше чем в твердотельной или жидкой среде. Нелинейный отклик среды обусловлен керровской нелинейностью движения электронов в атоме на внешних оболочках. При увеличении интенсивности внешнего сигнала до уровня, при котором напряженности электрических полей становятся сравнимыми с внутриатомными (1~1016 Вт/см2) происходит ионизация среды в любом агрегатном состоянии, и это означает, что основным фактором в формировании ее нелинейного отклика становится ионизационная нелинейность, физическая природа которой суть то же нелинейное движение электронов на внешних оболочках атомов. При этом принципиальное отличие ионизационной нелинейности от керровской состоит в ее нестационарности. Керровская нелинейность связана с периодическим нелинейным движением электронов в потенциальной яме, причем период этого движения в газах мал по сравнению с оптическим периодом, что и позволяет рассматривать ее как стационарную нелинейность. Ионизационная же нелинейность связана с нелинейным движением электронов при их туннелировании под потенциальным барьером, образованным атомным потенциалом и потенциалом лазерного поля. Собственно изучение поведения вещества при взаимодействии со сверхсильными лазерными полями и составили предмет нового физического направления - физики сверхсильных лазерных полей и порождаемых ими экстремальных состояний вещества.

В данном разделе диссертации приводятся результаты первых экспериментов на созданном тераваттном фемтосекундном комплексе, выполненных в рамках этого физического направления.

3.1. Аксиконная фокусировка мощного фемтосекундного излучения в прозрачные диэлектрики

Коническая линза, или аксикон, достаточно хорошо известный оптический прибор, позволяющий создавать, например, Бесселевы пучки в классической оптике. Основное отличие аксикона от обычной сферической линзы состоит в том, что его каустика представляет собой протяженную структуру, расположенную на его оси.

ЮОфс импульс аксикон образец

Рис. 3.1. Схема фокусировки фемтосекундного импульса конической линзой

При фокусировке короткоимпульсного излучения возникает еще одно интересное обстоятельство, делающее применение этого прибора в фемтосе-кундной оптике чрезвычайно интересным. В этом случае оказывается, как следует из рис. 3.1, что область повышенной интенсивности на оси аксикона имеет продольный размер немного превышающий пространственную протяженность исходного импульса, которая движется вдоль оси со скоростью превышающей скорость света. Таким образом, каустика образуется как результат движения некого образования (световой пули) со сверхсветовой скоростью.

3.1.1. Расчет параметров каустики аксикона при фокусировке фемтосекундных импульсов

Коническая линза многократно применялась в лазерных экспериментах [41*-44*], и процесс фокусировки для монохроматического излучения детально исследован теоретически и экспериментально [44*, 45*]. Формирова-

ние же каустики аксикона при падении на его вход импульса фемтосекундной длительности ранее не рассматривался. В то же время процесс фокусировки короткого светового импульса имеет ряд особенностей. В частности, большая ширина частотного спектра фемтосекундного лазерного импульса должна приводить к увеличению влияния дисперсионных эффектов на характеристики фокальной области, как это имеет место для обычной линзы. Исследованию этих эффектов проводится в этой части диссертации для аксикона с прямолинейной образующей.

Для моделирования процесса фокусировки фемтосекундного излучения воспользуемся результатами, полученными в статье [44*] методом Кирхгофа-Френеля. В этой работе было найдено распределение поля в каустике для монохроматического пучка с плоским фазовым фронтом, падающим на тонкий аксикон. Поскольку рассматривается линейная задача, то для нахождения пространственного распределения поля Е(г, г, г) для короткого импульса можно, воспользовавшись результатами работы [44*], сразу записать аналитическое выражение для Е{^г,г), формируемого аксиконной линзой:

Ф

E(z, г,/) — |dco{n{oj) -1 )Ä£B(0, г, co)J0 (kß(n{co) -l)r)х

, , '"г . . (3-1.1)

хехр

ik

z + — + ß(n(co) -1 )(Ä - ß(n(w) -l)z/ 2)) 2z

-tax

где zur- продольная и поперечная координаты соответственно, t - время, со - частота, ß - угол при основании аксикона, п(со) - показатель преломления аксикона, к=2лД, Л - длина волны излучения, R - радиус аксикона, Ea(0,r,w)-спектр поля, падающего на аксикон, J0 - функция Бесселя нулевого порядка. Здесь подынтегральное выражение, за исключением множителя exp(-fcuf), представляет собой поле в произвольной точке (r,z) за аксиконом для гармонического сигнала [44*].

Рассмотрим вначале наиболее простой случай, когда материальная дисперсия отсутствует. Это приближение соответствует длинному импульсу и очевидно, что такое приближение выполняется для отражательного аксикона и фемтосекундного импульса, если коэффициент отражения рабочей поверхности не зависит от частоты. Оценки, выполненные на основании выражения (3.1.1), показывают, что в этом случае фемтосекундный импульс фокусируется аксиконом практически так же, как и непрерывное излучение, до тех пор, пока длительность импульса не составит нескольких периодов поля.

Для того чтобы учесть дисперсию аксикона, разложим показатель преломления материала аксикона в ряд Тейлора в окрестности центральной частоты щ импульса до членов второго порядка по Дсо. Такая аппроксимация соответствует второму приближению теории дисперсии [4*] и учитывает как дисперсионное расплывание импульса в материале аксикона, так дисперсию преломления на его выходной поверхности.

n"(COn), v 2 (3.1.2)

n(oj) = п(со0) + п'(со0)(со-со0) + —[со-со0) .

где производные и п"(гУ0) связаны с групповой скоростью и и

параметром характеризующим дисперсию групповой скорости соотношениями [4*]:

и = с(п + сопп' (соп))"'

(3.1.3)

к2=(п"(о>0)а)0 + 2п'(ео0))/с

В этом приближении интеграл (3.1.1) вычислялся методом стационарной фазы и входной сигнал предполагался спектрально ограниченным, а его форма спектра Е(г, со) полагалась гауссовой по пространству и времени:

( г2 Л

Е(0,г,со) = Eq -ехр —T-(co-o)0f -г2/4

I /Ь >

Здесь г0 - поперечный размер пучка, т - длительность входного импульса по уровню 1/е2 интенсивности. Данные по показателю преломления, из которых определялись величины (3.1.3), вычислялись по формулам Селмейера, приведенным в [46*] для оптического стекла К-8 и плавленого кварца марки КУ-1. Остальные параметры в (3.1.1) брались близкими к эксперименту [11]: ß- 0.2 рад, R = 1 см; длина волны излучения /1=0.8 мкм, характерный поперечный размер падающего пучка г0=0.5 см.

Расчеты показывают [22], что дисперсия материала аксикона начинает оказывать заметное влияние с длительностей примерно в 30 фс как для стекла К-8, так и КУ-1. Максимальное значение интенсивности поля на оси l(z,0) уменьшилось примерно в два раза при укорочении импульса от 30 до 10 фс. При этом произошло смещение максимума в распределении l(z,0) в сторону больших z. Физически это обстоятельство связано с тем, что более сильное влияние дисперсии испытывает приосевая часть падающего пучка, которая проходит наиболее толстый слой вещества аксикона.

Тот факт, что на правой границе каустики, где влияние дисперсионного расплывания в материале пренебрежимо мало, зависимости l(z,0), полученные для различных длительностей практически совпадают, говорит о том, что в нашем случае дисперсия преломления несущественна. Поперечная структура пучка в каустике конической линзы, как показывают расчеты, практически не зависит от т в исследованном диапазоне длительностей.

Таким образом, параметры каустики при фокусировке фемтосекундных импульсов длительностью более 30 фс тонкой конической линзой остаются такими же, как и при фокусировке непрерывного излучения. Физически это обстоятельство связано с тем, что в случае не слишком короткого импульса (когда А(о/о>)<1, его можно считать квазимонохроматическим) и тонкого аксикона (когда ß<l), материальная дисперсия в оптическом диапазоне достаточно слаба.

3.1.2. Экспериментальное исследование воздействия мощного фемтосекунд-ного излучения на прозрачные диэлектрики при аксиконной фокусировке

Схема эксперимента по воздействию мощного ф ем то секундного излучения на прозрачные диэлектрики при фокусировке конической линзой приведена на рис. 3.1. Параметры фокусируемого излучения были следующими: длительность импульса 1=120 фс, энергия в импульсе < 20 мДж, частота следования импульсов - 10 Гц, диаметр пучка на входе в аксикон - 8 мм. Коническая линза изготовлена из оптического стекла марки К-8 имела угол при основании [3=20°. В соответствии с расчетами, приведенными в п.3.1.1 интенсивность в максимуме на оси аксикона составляла величину (1^-5) 1014 Вт'см". В качестве исследуемых образцов (мишеней) использовались плоско-параллельные пластинки толщиной 1-2 см, изготовленные из различных прозрачных материалов. Мишени устанавливались на вращающуюся державку, так что при частоте следования импульсов 10 Гц каждый импульс попадал в новое место образца.

При превышении некоторого порога по энергии во время облучения мишени, при наблюдении сбоку, в ней появлялось свечение белого цвета в виде яркой нити, расположенной на оси аксикона. Последующее рассмотрение

облученной области под микроскопом показало, что внутри образца (плавленый кварц) образуется канал (см. рис. 3.2), диаметр которого составлял величину 1^-1.5 мкм, а его длина могла достигать толщины образца. В том случае, когда мишень не вращалась, и в одно и то же место попадало несколько импульсов, канал разбивался на нерегулярные кластеры, напоминающие гроздь облепихи.

Прошедшее сквозь образец излучение представляло систему дискретных концентрических колец различного цвета (см. рис. 3.3.) разделенных темными промежутками. Причем для всех исследуемых материалов цвет кольца с увеличением его радиуса менялся от красного до синего (иногда - до ультрафиолетового).

Исследование спектрального состава колец для образца из оптического стекла К-8, возникающих при появлении плазмы, показало, что первое кольцо, следующее за кольцом основной частоты, имеет центральную частоту ш~(3/2 соц), а частота второго кольца близка к значению ш=2ш0. Ширины спектров обеих гармоник оказались достаточно узкополосными (-20-30 нм). Порог генерации гармоники частоты 3/2 со0 для стекла К-8 составил №10 Вт/см" и зависимость ее интенсивности от интенсивности падающего излучения оказалась практически линейной.

Аналогичные измерения, выполненные для г армоники частотой 2со0 дали то же значение порога, а зависимость Г^-Ь12. Эффективность преобразования в гармоники по энергии, измеренная с помощью калиброванного фото-

31

приемника оказалась примерно одинаковой для обеих и составила величину ~10"3 при 1о~4*1014 Вт/см2.

Кварц плавленый ВаР2

Рис. 3.3. Структура излучения прошедшего через образцы, изготовленные из различных материалов при аксиконной фокусировке. Яркая точка в центре рисунка — излучение основной частоты, прошедшее сквозь отвсрстис в центре аксикона, первое белое кольцо - структура основного излучения, сформированная конической линзой; следующие цветные кольца - образующиеся на выходе образца при возникновении плазменного канала в каустике.

Перейдем к обсуждению полученных результатов. Как уже отмечалось, образование протяженных каналов в мишенях и генерация гармоник происходят тогда, когда в области каустики аксикона возникает плазма. Геометрия фокусировки конической линзой такова, что позволяет создавать высокие интенсивности (>1014 Вт/см2) в каустике на малых поперечных и продольных масштабах и избежать конкурирующих эффектов связанных с керровской самофокусировкой. При таких уровнях интенсивности в области каустики ионизация материала мишени происходит уже на переднем фронте импульса. Концентрация плазмы на оси аксикона нарастает до значений порядка критической, при этом происходит экранировка падающего поля и, соответственно, снижение темпа роста концентрации плазмы. Характерный поперечный раз-

мер образовавшейся в каустике плазмы определяется поперечным масштабом поля в ней и, как следует из п. 3.1.1, составляет величину ~1 мкм.

Генерация гармоник при взаимодействии мощного лазерного излучения наносекундного диапазона длительностей с лазерной плазмой - достаточно хорошо изученная проблема еще в конце 70-х годов прошлого столетия [47*49*]. Тем не менее, некоторые результаты этих исследований можно применить к объяснению наших экспериментов. В частности, генерация гармоник 3/2к>0 и 2со0 происходит каскадным образом. Сначала электромагнитное излучение частотой со0 распадается, за счет параметрической неустойчивости на две плазменные волны с частотами 1/2со0 в области с концентрацией плазмы, равной четверти критической. Затем гармоника 3/2со0 генерируется при параметрическом процессе сложения частот электромагнитной и плазменной волн. Согласно [47*], зависимость интенсивности гармоники частоты 1з/2шо~(1о)3/2,(Те)3/2, где Те - температура электронов в плазме. Наблюдаемая в наших экспериментах более низкая степень зависимости (1з/2шо~1о) может быть связана с различными факторами, например, с нестационарностью процесса взаимодействия фемтосекундного излучения с плазмой.

Эффективность генерации гармоники 3/2со0 в нашем случае оказалась на несколько порядков выше, чем в [47*], что может быть связано с тем обстоятельством, что возбуждаемая плазменная волна имеет пространственный поперечный размер ~Ао. Это позволяет выполнить в процессе взаимодействия условия пространственного синхронизма к3/2 =ко+кр, где кз/2, ко и кр - волновые вектора гармоники 3/2со0, падающего излучения и плазменной волны соответственно. В соответствии с данными условиями процесс генерации гармоник будет происходить в определенных направлениях, что и приводит к наблюдаемой системе колец различного цвета. Используя данные по диаграмме гармоники 3/2соо и условие синхронизма можно оценить характерную длину плазменной волны. Оказалось, что в наших условиях Хр=1 мкм. Таким образом, оценка длины плазменной волны оказывается близкой к радиусу канала.

Генерация гармоники 2ш0 связана с возбуждением, в области с критической концентрацией плазменной волны с частотой порядка частоты лазерного излучения [49*]. Последующее параметрическое сложение этих волн и дает следующее кольцо частоты 2со0- Более низкая степень зависимости второй гармоники от интенсивности падающего излучения может быть связана с теми же обстоятельствами, что и в случае гармоники 3/2соо- Высокая эффективность преобразования в этом случае, так же как для гармоники 3/2со0, связана с выполнением соответствующих условий пространственного синхронизма.

Образование протяженных тонких каналов в прозрачных диэлектриках при аксиконной фокусировке мощного фемтосекундного излучения является весьма интересной физической задачей, имеющей также и практические применения. Микроскопические исследования образовавшихся каналов в плавленом кварце показало, что в некоторых случаях они оказываются полыми.

Это означает, что такой канал может работать как волноведущая структура, что и было проверено экспериментально.

Физика образования таких каналов достаточно сложна, однако можно предположить следующий сценарий их возникновения. Прямые калориметрические измерения показали, что при интенсивности излучения на оси акси-кона 10=4#10и Вт/см2 в канале поглощается до 30% падающей энергии и, следовательно, в области каустики возникает плазма с плотностью, близкой к твердотельной. Поскольку за время действия импульса тепло не может быть вынесено из области каустики за счет теплопроводности, то должен происходить сильный перегрев приосевой области в образце. Оценки показывают, что перегрев на оси должен составлять величину ~105 градусов. Соответствующее давление при этом должно быть ~50 ГПа. В этих условиях должна возникать ударная волна давления, распространяющаяся в радиальном направлении. Эта волна должна приводить к модификации структуры кварца с образованием стенок канала с более плотной структурой вещества. Известно [72*-73*], что кристаллический кварц имеет несколько модификаций, одна из которых имеет показатель преломления на 40% больше, чем плавленый кварц. Возможно, что стенки канала состоят из такого кварца.

3.2. Преобразование спектра фемтосекундного излучения при лазерной ионизации газовой среды

Первые эксперименты по воздействию фемтосекундного излучения с интенсивностью >1015 Вт/см2 на инертные газы [50*,51*,54*] показали наличие большого числа нечетных гармоник в спектре излучения, выходящего из плазмы. Распределение интенсивности от номера гармоники п после быстрого начального спадания переходило в протяженное плато. В работе [50*] оно простиралось почти до п=100 и резко обрывалось при п=110. Эти наблюдения продемонстрировали возможность получения очень коротких (менее 7 нм) длин волн за счет процесса генерации гармоник. К настоящему времени успех экспериментаторов в области создания более мощных источников сверхсильных электромагнитных полей позволил продлить плато до номеров п >200 [52*] и получить гармоники с длиной волны менее 2 нм [53*].

3.2.1. Структура спектра 3-й гармоники,

возникающей при лазерной ионизации газов в свободном пространстве

Структура спектра гармоник, возникающих при воздействии мощного фемтосекундного излучения, анализировалась в ряде работ [50*, 51*, 54*]. Однако наиболее детально исследование структуры спектра было проведено в нашей работе [6] на примере наиболее длинноволновой (третьей) гармоники. В качестве источника воздействующего излучения использовалось фемто-секундное излучение аналогичного представленному во втором разделе Тк£а комплекса, в создании которого автор принимал непосредственное участие [4].

Параметры выходного излучения данного комплекса следующие: длительность импульса - 80 фс, энергия в нем - 1.5 мДж, частота следования импульсов -30 Гц. Излучение фокусировалось в вакуумную камеру, а затем колли-мировалось с помощью высокоотражающих (как излучение основной частоты, так и третью гармонику) сферических зеркал с фокусным расстоянием 50 мм и диаметром -15 мм. При этом вакуумная интенсивность в фокальной плоскости составляла величину порядка 1016 Вт/см2. Параллельный пучок света диаметром -10 мм после рефокусировки направлялся через выходное окно камеры либо на спектроанализатор, либо на удаленный экран для анализа его частотно-пространственной структуры. В последнем случае выходной пучок пропускался через кварцевую 60-градусную призму.

Спектрограммы излучения третьей гармоники, возникшей в фокальной области фокусирующей системы, полученные при различных давлениях для инертных газов Не, Ие и Аг, приведены на рис. 3.4.

А [um] Рис. 3.4в

Как следует из этих рисунков, спектр излучения третьей гармоники при давлениях больших 30 Topp приобретал двухкомпонентную структуру, причем центральная частота низкочастотной компоненты в точности соответст-

вовала значению Зщо и ее положение, для всех исследуемых газов, не зависело от давления вплоть до максимальных значений р=700 Topp. Высокочастотный пик оказался сдвинутым по частоте в синюю сторону, причем величина сдвига и его ширина монотонно увеличивались с ростом давления.

Этот эффект наиболее выражен для аргона и наименее для гелия. Источником перестраиваемой по частоте компоненты является область ионизации на переднем фронте импульса. Известно [56*, 57*], что при распространении в ионизирующемся газе фемтосекундный импульс испытывает синий сдвиг частоты, что отражается и на смещении спектрального положения всех генерируемых гармоник. Несмещенная же компонента генерируется за счет кер-ровской нелинейности при взаимодействии сильного электромагнитного поля с нейтральными атомами. Однако, как известно [55*], в условиях симметричной фокусировки, когда длина среды существенно превышает Длину фокальной перетяжки, этой компоненты не должно быть.

Следовательно, в условиях нашего эксперимента симметрия фокусировки нарушается при возникновении плазменного образования вблизи фокальной области. Это обстоятельство отчетливо видно из рис. 3.46, где появление обеих компонент наблюдается практически при одном и том же давлении. Наличие несмещенной компоненты на рис, 3.4а и рис. 3.4в при малых уровнях давлений связаны с неконтролируемым остаточным давлением гелия, натекшего из стенок вакуумной камеры.

Характерный вид спектрально-пространственного распределения третьей гармоники, получаемого на удаленном экране, приведен на рис. 3,5.

400 Topp

260 Topp

50

Topp 1

Topp

Рис. 3.5.Спектрально-пространственное распределение третьей гармоники дйя Аг

Здесь горизонтальная пространственная координата пропорциональна длине волны, а вертикальная — пространственному размеру в вертикальной

плоскости. Как следует из этого рисунка, несмещенная компонента гармоники имеет почти правильную круглую форму, соответствующую сколлимиро-ванному пучку основной частоты. Смещенная составляющая, соответствующая ионизационной гармонике, значительно более широкая по частоте и имеет вертикальную пространственную структуру, зависящую от давления газа в камере. Из рис. 3.5 следует, что происходит сжатие пучка данной компоненты в пространстве. Такое обужение может быть связано со следующими факторами. Во-первых, с ростом давления область ионизации смещается от фокальной плоскости в сторону падающего излучения. Это приводит к формированию увеличенного изображения этой плоскости коллимирующим зеркалом. Оценки показывают, что это изображение формируется на расстоянии -10 м от фокальной перетяжки. Другим возможным механизмом поперечного сжатия пучка может быть процесс конкуренции между само- и дефокусировкой излучения в газе и плазме соответственно. Необходимо отметить, что значительное уширение спектра данной компоненты третьей гармоники, по сравнению с несмещенной компонентой, может свидетельствовать о возможности соответствующего укорочения импульса ионизационной гармоники до 10-20 фс.

3.2.2. Преобразование спектра основной частоты при лазерной ионизации в газонаполненном капилляре

Получение высоких интенсивностей (<1016 Вт/см2), даже для фемтосе-кундных лазерных комплексов тераваттного уровня возможно только при фокусировке пучка оптическими системами. При этом длина трассы, на которой можно получить интенсивности такого уровня определяется рэлеевской длиной фокусирующей системы, которая, при мощности входного излучения ~1012 Вт составляет величину < 1 мм. Однако, в целом ряде задач, таких как генерация плазменных волн большой амплитуды для ускорения электронов [60*,61*], создание рентгеновских лазеров [59*] и др., необходимо существенное увеличение трассы, на которой сохраняется высокая интенсивность лазерного излучения. Вообще говоря, результат взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом зависит от произведения длины взаимодействия на интенсивность излучения в степени, определяемой типом нелинейности исследуемого процесса. И с этой точки зрения практически всегда выгоднее иметь большую, по сравнению с рэлеевской длиной, трассу взаимодействия.

Для решения этой проблемы было предложено несколько способов. В частности, в работах [60*, 61*] для увеличения длины взаимодействия было предложено использовать волноведущую структуру на основе предварительно созданного плазменного канала. Здесь были получены более чем 10-кратное увеличение трассы взаимодействия по сравнению с рэлеевской длиной. В работах [62*-65*] для этой цели использовались диэлектрические капилляры. В этих работах исследовалось влияние ионизации газа на эффек-

тивность прохождения мощным фемтосекундным излучением газонаполненного капилляра, а также пространственные характеристики выходного излучения в зависимости от давления газа и параметров капилляра.

В нашей работе [23] основное внимание было уделено исследованию нелинейной трансформации спектра интенсивного (1<1016 Вт/см2) фемтосекунд-ного лазерного излучения, происходящей при ионизации газа, заполняющего диэлектрический капилляр. Источником мощного излучения служил разработанный нами фемтосекундный комплекс (см. раздел 2). Коллимированное излучение подавалось в вакуумную камеру, откачиваемую до давлений 10"4 Topp и фокусировалось 50-сантиметровым сферическим зеркалом М1 на входной торец кварцевого капилляра внутренним диаметром 100 мкм и длиной 20 см. При значении радиуса входного пучка -7.5 мм, длина капилляра соответствовала -50 рэлеевским длинам. Увеличенное изображение выходного торца переносилось с помощью зеркала М2 на входную щель спектрографа и 12-битную CCD-камеру, позволяющую регистрировать пространственную структуру прошедшего излучения. Регистрация спектра осуществлялась с помощью CCD-линейки, а падающая и прошедшая энергия импульса контролировалась калиброванными фотодиодами. В экспериментах использовались инертные газы Не и Ar.

Одним из принципиальных отличий капилляра от других волноведущих структур являются потери, связанные с утечкой части излучения через боковую поверхность (оболочку). Эффективность прохождения излучения через капилляр т) (отношение падающей энергии к прошедшей) определяется двумя факторами: эффективностью возбуждения моды капилляра rji; потерями этой моды на высвечивание при распространении в капилляре т)2. Следовательно, г] = r|i"r|2- Для основной моды ЕНц капилляра диаметром 100 мкм и длиной L=20 см, с которым было выполнено большинство экспериментов, величина ti2=e'rL (где у - коэффициент затухания моды в капилляре) примерно равна 0.65. Эффективность возбуждения т^ определялась путем вычисления интеграла перекрытия экспериментально измеренного сфокусированного пучка в сечении, соответствующем входному торцу капилляра с поперечным распределением

основной моды капилляра ЕНц. Оказалось, что в нашем случае величина г]2=0.7. Соответственно, полная эффективность прохождения г) оказывается равной 0.45. На рис. 3.6 представлена экспериментально измеренная зависимость величины г) от энергии входного импульса для откачанного (точки) и наполненного аргоном (крестики) капилляра при давлении 1 Topp. Как следует из этого рисунка, воз-

\

1 + • ++ i ++

1 V . + »

=

:

!шшш!

Iii! 1 м 1 1 м 1 IIM мм

0 5 10 15 20 25 энергия, мДж

Рис. 3.6

никновение плазмы в капилляре не изменяет эффективности прохождения фемтосекундного импульса и, кроме этого, соответствует приведенным выше оценкам. Следовательно, потери энергии лазерного импульса на ионизацию достаточно малы.

Некоторое снижение величины г| при энергии входного сигнала w > 15 мДж связано с ухудшением условий возбуждения или распространения основной моды в капилляре.

При фокусировке мощного лазерного пучка на входной торец заполненного газом капилляра в области фокуса происходит ионизация. Если концентрация плазмы достаточно высока, то рефракция падающего излучения на возникшей плазме приведет к уменьшению эффективности прохождения т|. Концентрация плазмы nm, при которой рефракция становится существенной, можно оценить следующим образом [66*]: пт=пс02, где пс - критическая концентрация плазмы, 0 - половина угла сходимости сфокусированного излучения. Для условий нашего эксперимента пт=Зх1017см"3, что соответствует давлению газа при однократной ионизации рш~10 Торр. Наш опыт показывает, что когда давление газа в вакуумной камере было порядка или больше величины рт, происходило резкое снижение эффективности ц и быстрое (за несколько импульсов) разрушение входного торца капилляра. Поэтому эксперименты были ограничены давлениями, в несколько раз меньшими величины рт(1 Торр для аргона и 3 Торр для гелия).

Важной характеристикой условий распространения мощного лазерного импульса через газонаполненный капилляр является пространственная структура пучка на его выходе. Структура, близкая к пространственному распределению основной моды капилляра ЕНц должна свидетельствовать о реализации квазиодномодового распространения излучения. Эксперименты показали, что вплоть до значений входной энергии \v~l5 мДж структура пучка на выходе капилляра заполненного аргоном при давлении 1 Торр соответствовала структуре моды ЕН1Ь что свидетельствует об одномодовом характере распространения мощного ионизирующего излучения в капилляре. Дальнейшее увеличение входной энергии падающего импульса приводило к заметному отличию структуры выходного пучка от структуры бесселева пучка Jo(r)2, описывающего пространственное распределение основной моды ЕНц. Эти данные совпадают с предыдущими результатами (см. рис. 3.6), что свидетельствует о возбуждении более высоких поперечных мод в капилляре.

Известно, что когда распространяющееся в газе излучение производит ионизацию, его спектр приобретает антистоксов сдвиг (blue-shift [56*]). Величина сдвига зависит от интенсивности излучения, давления газа и концентрации возникающей плазмы, и длины взаимодействия. Газонаполненный капилляр, как уже отмечалось, позволяет существенно увеличить длину взаимодействия интенсивного излучения с плазмой по сравнению с рэлеевской длиной и, соответственно, достичь значительно больших уширений спектра, даже при относительно низких давлениях газа, чем при фокусировке в плотные газы [56*].

■г"!'"1" Г 1 I 1 I ' I 680 700 720 740 760 780 800 820 длина волны, нм а) 1 мДж (1.2*1014Вт/см2)

1 1 I ' I 1 I ' I ' I 1 1 680 700 720 740 760 780 800 820 длина волны, нм д) 12 мДж (1.5*10 Вт/см2)

i ' I 1 I ' I 1 I

680 700 720 740 760 780 800 820 длина волны, нм в) 6 мДж (7.6*1014Вт/см2)

1.0 -| 0.8 -0.6 -0.4 -0.2

0.0

680

I ' I 1 I 'Ч ' I 1 I ' I 700 720 740 760 780 800 820

длина волны, нм б) 1 мДж(1.2*1014Вт/см2)

л

700 720 740 760 780 800 820 длина волны, нм

I 6 мДж (7.6*1014Вт/см2)

■ |— I —|—i —| -I —| I | , | , |

) 700 720 740 760 780 800 820

длина волны, нм е) 12 мДж (1.5*1015Вт/см2)

Рис. 3.7. Распределение спектральной интенсивности выходного излучения при различных значениях входной энергии в ионизирующем импульсе. В левой колонке (рисунки а, вг д) представлены спектры на оси выходного пучка, в правой (рис. б, г, е) -спектры, усредненные по поперечному сечению пучка. Пунктирная кривая - вакууми-рованный капилляр, сплошная кривая - капилляр, заполненный аргоном.

На рис. 3.7 приведено спектральное распределение излучения, прошедшего капилляр длиной 20 см и диаметром 100 мкм, заполненный аргоном при

давлении 1 Topp. Как следует из этого рисунка, спектр выходного излучения действительно претерпевает синий сдвиг частоты и значительное уширение. Причем, незначительное различие в спектрах в максимуме интенсивности по пространственной координате и усредненных по ней свидетельствует о ква-зиодномодовом режиме распространения ионизирующего излучения.

Квазиодномодовый характер распространения интенсивного излучения в газонаполненном капилляре позволяет предложить простую модель для описания взаимодействия излучения с лазерной плазмой. Условие одномодового распространения ионизирующего излучения в капилляре можно записать в виде:

2а,

Ы

Р ,

<=> — <1 + Р„

' 2 и„

.2 Л

4 к0ас

;или

(коасУ

(3.2.1)

Здесь Кц и К{2 - поперечные волновые вектора основной моды ЕН(\ и ближайшей к ней моды ЕНп волновода, к0 - волновое число в вакууме, Р -мощность в лазерном импульсе, Рсг — критическая мощность самофокусировки, ¡¡//=2.405 и 11,2=5.52 - первый и второй нули функции Бесселя нулевого порядка, ас - диаметр капилляра, zsj - нелинейный фокус (длина самофокусировки); псг - критическая плотность, определяемая условием со=о:)г Для длины волны 0.8 мкм и диаметра капилляра 100 мкм оценка концентрации плазмы, при которой нарушается одномодовый режим распространения излучения в капилляре, дает и<3-10псм"3, что при полной однократной ионизации соответствует давлению нейтрального газа 10 Topp. Физически условие 3.2.1 вытекает из требования увеличения рефракции на образующейся плазме таким образом, чтобы оптимальное возбуждение соответствовало следующей моде капилляра EHi2.

Считая условие (3.2.1) выполненным, уравнение для амплитуды основной моды капилляра может быть представлено в виде [67*]:

2 д2Е 2г

С OZOT

tfo с2

4л: ^ т

Vi'.

с ¡=1

"Эт

1 dNi Е Эт

2 пг Э2

3 с Эг2

у^дЕ с дт

(1 -1>,.)£3

(3.2.2)

Здесь Е - комплексная огибающая амплитуды основной моды капилляра ЕНц, Кц и уц — действительная и мнимая компоненты постоянной распространения моды; Ые(г±,т) - электронная концентрация плазмы; /р- потенциал ионизации газа; и2 ~ коэффициент кубичной нелинейности газа; Иро - плазменная частота; соответствующая концентрации нейтрального газа; - зарядовое число ионов с кратностью заряда г =г- г/с - бегущая координата.

Уравнение (3.2.2.) необходимо дополнить балансными уравнениями для электронной концентрации Ые(т) плазмы:

Ш. (3-2-3)

от

1<КК

дт

N.(0) = К2 (0) = ...= ИК(0) = 0, ЛГ0(0) = 1

Здесь N0 - концентрация нейтральных атомов, Л?,- - концентрация ионов с зарядом кратности 2,, К - максимальная степень ионизации, IV,- - вероятность ионизации иона с зарядовым числом 2Г Напомним, что все концентрации нормированы на концентрацию нейтрального газа. Уравнения (3.2.3) имеют очевидный физический смысл и представляют собой законы изменения числа частиц ¡-го сорта вследствие их производства из частиц (¡-1)-сорта и убыли при образовании частиц (¡+1)-сорта. В частности, система (3.2.3) обладает естественным интегралом

2>,=1,

/=0

выражающим сохранение полного числа частиц в системе. Для окончательного определения уравнений ионизационного баланса необходимо определить вероятность ионизации газа в единицу времени. Для этого мы воспользуемся формулой АДК (Амосов-Делоне-Крайнов) для вероятности в единицу времени V/ туннельной ионизации атомарных ионов с зарядовым числом 2 (2=1 - нейтральный атом) [69*]:

Аё23

22

г

Е«)п«\ "И 3п*3£(0| <3-2-4)

Здесь е - основание натуральных логарифмов,

2

- эффективное квантовое число. Экспериментально было показано, что выражение (3.2.4) дает хорошее качественное и количественное согласие с результатами измерений, если в него ввести поправочные множители к амплитуде электрического поля [69*].

Система уравнений (3.2.2)-(3.2.4) решалась численно с учетом поправочных коэффициентов в выражении для вероятности ионизации газа [69*] и величине керровской нелинейной добавки к показателю преломления «2 из работы [70*]. Основное внимание при этом уделялось исследованию спектральных характеристик лазерного излучения на выходе капилляра и их зависимости от интенсивности входного импульса. Поскольку ионизация является сильно нелинейным процессом, изменения во временной структуре поля и в его спектре существенно зависят от близости амплитуды поля к порогу ионизации газа. Расчет проводился для капилляра заполненного аргоном при давлении 1 Topp. Для наших экспериментов условие одномодового распространения (3.2.1) с запасом выполняется даже при кратности ионизации аргона К=Ъ. Начальное распределение поля задавалось в виде Eo/cosh - импульса

Рис. 3.8. Спектр входного ионизирующего импульса (пунктир) и на выходе капилляра (сплошная линия), соответствующий входной интенсивности 4.310м Вт/см2

Рис. 3.9. Спектр входного ионизирующего импульса (пунктир) и на выходе капилляра (сплошная линия), соответствующий входной интенсивности 1.21015 Вт/см2

Рис. 3.8 соответствует случаю, когда начальная амплитуда поля близка к порогу ионизации аргона. В этом случае ионизация однократная и происходит в окрестности максимума, так что значительная часть импульса в этом процессе участия не принимает - передний фронт распространяется фактически в вакууме, а задний фронт в однородной плазме.

Как следствие, изменения в спектре импульса и в его временной структуре незначительны. С увеличением амплитуды поля картина меняется существенно. На рис. 3.9 представлены результаты расчетов для начальной интенсивность 1.2-1015 Вт/см2.

Значительное увеличение ширины спектра лазерных импульсов, как следует из рис. 3.9, при ионизации газа в диэлектрических капиллярах позволяет надеяться на возможность укорочения выходного импульса при его распространении в линейной диспергирующей среде. Эта возможность впервые об-

43

суждалась в работе [71*]. Для создания оптического компрессора необходимо знать зависимость фазы в спектре выходного импульса от частоты, а также чувствительность этой зависимости к параметрам входного излучения. Расчеты, проведенные в рамках предложенной модели, как следует из сравнения рис. 3.7 - 3.9, показали хорошее качественное соответствие спектральных зависимостей с измеренными спектрами. Кроме того, оказалось, как это и отмечалось в [71], что спектральная зависимость фазы излучения с выхода капилляра содержит, в основном, параболическую зависимость. Причем знак фазы при квадратичном слагаемом таков, что это слагаемое может быть скомпенсировано при распространении этого излучения в среде с нормальным законом дисперсии. Следовательно, такой фазово-модулированный оптический импульс может быть скомпрессирован в любой оптически прозрачной среде. Численный анализ показывает, что можно получить восьмикратное сжатие выходного импульса при входной интенсивности превышающей 6Т014 Вт/см2. При компенсации только квадратичной фазы возникает небольшая асимметрия сжатого импульса, ухудшающая временной контраст излучения.

Таким образом, минимальная длительность при компрессии лазерных импульсов с выхода капилляра может быть достигнута с использованием только одного квадратичного компрессора, в качестве которого может выступать любая прозрачная среда с нормальным законом дисперсии. Для улучшения качества временного профиля сжатого импульса (улучшения временного контраста) необходимо компенсировать более высокие порядки в разложении спектральной фазы от частоты, что может быть достигнуто с использованием широкополосных зеркал с управляемой дисперсией.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Сформулируем основные результаты работы в соответствии с ее разделами.

Основные результаты

1.1. На основе анализа дисперсионных свойств широкозонных оптических материалов рассчитан широкополосный призменный компенсатор дисперсии, наилучшим образом компенсирующий дисперсию ТпБа активного элемента вблизи центра полосы усиления (800 нм). Сочетание такого широкополосного компенсатора и оригинальной кольцевой схемы резонатора ТпБа лазера позволило создать фемтосекундный оптический квантовый генератор излучающий импульсы длительностью Юфс при использовании стандартного активного элемента длиной 1см без применения дорогостоящих чирпованных зеркал.

1.2. Разработан простой метод восстановления амплитудного и фазового распределений сверхкороткого светового импульса, основанный на анализе формы сигнала интерференционного автокоррелятора интенсивности. Для

44

гауссовой формы временной огибающей волнового пакета получены аналитические выражения для определения параметров фазовой модуляции во втором и третьем приближении теории дисперсии. Экспериментальная проверка метода показала, что квадратичная фаза, определяющая линейный чирп частоты, находится с хорошей (лучше 10%) точностью, в то время как ее кубичная составляющая измерима лишь для достаточно больших ее значений. Метод применим как для регистрации временных параметров периодически повторяющихся, так и однократных фемтосекундных импульсов.

1.3. Предложена экспресс - методика измерения величины к2, характеризующей дисперсионные параметры оптических сред во втором приближении теории дисперсии, демонстрирующая хорошее совпадение с традиционным методом измерения параметра кг.

2.1. Создан первый в России фемтосекундный лазерный комплекс тераватгного уровня мощности с близким к дифракционному пространственным качеством пучка. Получены следующие параметры выходного излучения:

Пиковая мощность 1012Вт (1 ТВт)

Длительность импульса 80 фс

Энергия в импульсе 80 мДж

Длина волны излучения 800 нм

Частота следования импульсов 10 Гц

Расходимость излучения 1.4 дифр.

Лазерный комплекс оснащен автоматизированной системой сбора, обработки и хранения информации, дающей возможность измерять и наблюдать основные параметры выходного излучения в реальном масштабе времени.

3.1. На созданном лазерном комплексе проведен цикл экспериментов по модификации структуры прозрачных диэлектриков в полях сфокусированных фемтосекундных лазерных импульсов аксиконной линзой с целью изучения возможных приложений для микрообработки материалов. Обнаружено, что при фокусировке одиночного фемтосекундного импульса субтераваттного уровня мощности в прозрачные диэлектрики конической линзой (аксиконом) на его оси происходит образование продольного плазменного канала поглощающего до 30% падающей энергии. Это приводит созданию микроструктур в объеме вещества с аспектным отношением до 104 при диаметре около 1 мкм. Результат представляет большой интерес для обработки сверхтвердых (например, алмазоподобных) материалов, создания элементной базы интегральной и рентгеновской оптики, искусственных сред с характеристиками фотонных кристаллов и др.

3.2. При фокусировке интенсивного фемтосекундного излучения аксиконной линзой в прозрачные диэлектрики в пространственной структуре прошедшего излучения обнаружена дискретная кольцевая структура излучения на частотах, близких к частотам 3/2 со0. 2со0, и т.д., связанная с возникно-

45

вением плазмы на оси аксикона. Возникновение таких частот можно объяснить каскадным параметрическим взаимодействием основной частоты с плазменными волнами, возбуждающимися в областях плазменных резонан-сов с концентрацией равной четверти и целой от критической соответственно.

3.3. Цикл экспериментов, направленных на изучение трансформации спектрального состава интенсивного фемтосекундного импульса с целью исследования возможности создания еще более короткоимпульсных источников излучения в различных диапазонах длин волн продемонстрировал:

а) Спектр излучения третьей гармоники, возбуждаемой при фокусировке фемтосекундного импульса в свободное пространство в инертные газы, имеет двухкомпонентную структуру. Центральная частота волнового пакета низкочастотной (несмещенной) компоненты точно соответствует значению Зсоо и за ее появление отвечает керровская нелинейность нейтральных атомов. Высокочастотная компонента имеет зависящую от давления ширину спектра и величину смещения ее средней частоты. Источником этой компоненты является область ионизации газа на переднем фронте импульса. Ширина спектра смещенной компоненты значительно увеличивается с ростом давления, в то время как спектральная ширина несмеш^Нй^й^-компоненты практически не зависит от давления газа. Это обстоятельство может быть использовано для существенного укорочения импульса ионизационной гармоники по сравнению с исходным.

б) Деформация пространственной структуры смещенной компоненты, наблюдаемая в эксперименте при увеличении давления газа, может быть связана с продольным смещением области ионизации среды, так и с нелинейным процессом конкуренции между само- и дефокусировкой излучения в нейтральном газе и плазме соответственно.

3.4. Экспериментально исследовано распространение интенсивного

(I—1016 Вт/см2) фемтосекундного лазерного излучения в газонаполненных диэлектрических капиллярах. Определена область параметров падающего излучения, при которой происходит квазиодномодовое распространение интенсивного лазерного излучения через капилляр. Показано, что вследствие фазовой модуляции, вызванной ионизацией газа, происходит сдвиг исходного спектра в коротковолновую область с одновременным уширением спектра в несколько раз. Результаты численных расчетов, выполненных в рамках одномодового приближения, качественно правильно описывают ионизационную трансформацию спектров и свидетельствуют о возможности значительной временной компрессии лазерного импульса в линейных средах с нормальной дисперсией.

СПИСОК РАБОТ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Н.Ф. Андреев, А.А.Бабин. А.Н. Степанов, А.М.Сергеев, Ф.И Фельдштейн. Создание и использование мощных фемтоеекундных лазерных систем на основе кристаллов TirSa. //«Оптика лазеров' 93», тезисы докл., ч.2, с.426, С.-Петербург, 1993.

2. C.W. Siders,E. Gaul, М.С. Downer, A.A.Babin, A.N. Stepanov. Self-starting 30-fs Ti:Sapphire laser synchronously pumped by a pointing-stabilized Nd:YAG laser. // CLEO' 1994, Anaheim, California.

3. C.W. Siders,E. Gaul, M.C. Downer, A.A.Babin. A.N. Stepanov. Spatially-resolved blueshifting of third harmonic and fundamental femtosecond pulses during high intensity ionization of subatmospheric density noble gases. High field interactions and short wavelength generation. //Techn. Digest series, v. 16, St. Malo, august, France, p. 15-17, 1994.

4. C.W. Siders.E. Gaul, M.C. Downer, A.A.Babin. A.N. Stepanov. Self-starting femtosecond pulse generation from Ti:Sapphire laser synchronously pumped by a pointing-stabilized mode locked Nd:YAG laser.// Rev. Science Instrument, 1994,v.65, n.10, p.3140-3144.

5. C.W. Siders.E. Gaul, M.C. Downer, A.A.Babin. A.N. Stepanov. Femtosecond pulse generation from Ti:Sapphire laser synchronously pumped by a mode locked frequency doubled Nd:YAG laser.// Proc. SPIE 2116, OE/LASE'94, Los Angeles, California, January, 1994.

6. C.W. Siders, N.C. Turner, M.C. Downer, A.A.Babin, A.N. Stepanov. Blueshifted third harmonic generation during ultrafast barrier suppression ionization of subatmospheric density noble gases.// JOSA ВД995, 13, n2, p.330-335.

7. А.А.Бабин, А.Н Степанов., A.M. Киселев, A.B. Ким, A.M. Сергеев. Взаимодействие сверхсильных лазерных полей с веществом: гипотезы, эффекты, приложения.// Изв. ВУЗов Радиофизика, 1996, т.39, № 6, с.713-734.

8. A.A.Babin, A.N. Stepanov., Е.А. Khazanov, A.M. Kiselev, K.I.. Pravdenko A.M. Sergeev and D.V. Kartashov. Long channel formation in transparent dielectrics by femtosecond laser pulses under axicon focusing. //Proc.Conference on Lasers and Electro-Optics (CLEO'99), OSA Technical Digest, Baltimor, 23-28 May, 1999, p.322-323.

9. A.A.Babin, A.N. Stepanov., E.A. Khazanov, A.M. Kiselev, K.I.. Pravdenko A.M. Sergeev and D.V. Kartashov. Harmonic generation by subterawatt femtosecond laser pulses in transparent dielectrics under axicon focusing.// Appl. of high field and short wavelength sources VIII, 27-30 June, Potsdam, 1999.

10. A.A.Babin, A.N. Stepanov, E.A. Khazanov, A.M. Kiselev K.I. Pravdenko A.M. Sergeev . Experimental investigation of interaction of subterawatt femtosecond laser radiation with transparent dielectrics under axicon focusing.// Proc. SPIE,v.3735(ICONO'98)1999.

11. А.А.Бабин, А.Н.Степанов A.M. Киселев, К.И. Правденко, A.M. Сергеев, E.A. Ха-занов. Экспериментальное воздействие субтераваттного фемтосекундного лазерного излучения на прозрачные диэлектрики при аксиконной фокусировке. // УФНД999, т.169, с.81-84.

12. A.A.Babin, A.N. Stepanov., D.V Kartashov., A.M., Kiselev, V.V Lozhkarev., A.M.Sergeev . Ionization frequency blue shift and pulse compression of high intensity femtosecond laser pulses in gas filled capillary tubes. //Technical Digest of ITA-RUS'2001. St. Petersburg, July 8-12, 2001. P.28-31.

13. A.A.Babin, A.N. Stepanov., A.M Kiselev., D.V. Kartashov., V.V. Lozhkarev. Spectrum transformation of high intensity femtosecond laser in gas-filled capillary tubes.//Techn. Dig. of XVII Int. Conf. on Coherent and Nonlinear Optics (ICONO'2001), Minsk, June 26-July 1, p.337, 2001.

14. А.А.Бабин, A.H Степанов., A.M. Киселев, A.M. Сергеев. Тераваттный фемтосе-кундный титан-сапфировый лазерный комплекс.// Квантовая электроника, 2002,т.32, №5, с. 1-3.

15. A.A.Babin, A.N. Stepanov, A.M. Kiselev, D.V. Kartashov, V.V. Lozhkarev. Ionization spectrum transformation of high intensity femtosecond laser pulses in gas-filled capillary tubes. //Book of Abstracts of 10 Annual Int. Laser Physics Workshop LPHYS'01. Moscow, July 3-7, p.85, 2001.

16. A.A.Babin, A.N. Stepanov, D.V. Kartashov, A.M. Kiselev, V.V. Lozhkarev , A.M. Sergeev . Ionization frequency blue shift and pulse compression of high intensity femtosecond laser pulses in gas filled capillary tubes. //Technical Digest of Ultrafast Optics

2001. Château Montebello, Québec, Canada, July 22-26,2001.

17. А.А.Бабин, A.H. Степанов, A.M. Киселев, A.B. Кирсанов. 10-фемтосекундный титан-сапфировый лазер со сложенным кольцевым резонатором.// Квантовая электроника, 2002,т.32, №5, с.401-403.

18. A.A.Babin, A.N. Stepanov, A.M. Kiselev, A.V. Kirsanov, N.P. Morozov. Simple sub-10 femtosecond laser with a long Ti:Sa crystal.// LAT'2002 Techn. Digest, Moscow, 22-27 June, LME82, 2002.

19. N. Andreev, A.Babin, A. Stepanov, A. Couairon, C. Courtois, В. Cros, L. Gorbunov, D. Kartashov, A. Kiselev , V. Lozhkarev, J.P. Marques, J. Mattieussent, A. Sergeev. Guiding of superstrong femtosecond laser pulses through the gas-filled dielectric capillary tubes. //IQEC'2002, Techn. Digest, Moscow, 22-27 June, QSuP2, Invited, 2002.

20. A.A.Babin, A.N. Stepanov, A.M. Kiselev, D.V. Kartashov, V.V. Lozhkarev, A.M. Sergeev. Ionization spectrum transformation of high-intensity femtosecond laser pulses in gas-filled capillary tubes.// Laser Physics, 2002,v.12, №10, p.1303-1308.

21. A.A.Babin, A.N. Stepanov, A.M. Kiselev, D.V. Kartashov, V.V. Lozhkarev, A.M. Sergeev. Ionization spectrum broadening and frequency blue shift of high intensity femtosecond laser pulses in gas-filled capillary tubes.// Appl. Physics B: Lasers and Optics

2002,v.75, N4, p. 509-514.

22. А.А.Бабин, Д.В.Карташов, Д.И.Кулагин. Фокусировка фемтосекундного излучения аксиконной линзой. //Кв. электроника,2002, т.34.№4, с.308-310.

23. А.А.Бабин, А.Н. Степанов, Д.В. Карташов.А.М. Киселев, В.В. Ложкарев, A.M. Сергеев, А.А. Солодов. Ионизационная трансформация спектра и компрессия мощных фемтосекундных лазерных импульсов в экспериментах по распространению в газонаполненных диэлектрических капиллярах. //Письма в ЖЭТФ, 2002,т.76, №9, с. 645-649.

24. A.A.Babin, A. Stepanov, D.V. Kartashov, A.M. Kiselev. A.M. Sergeev . Compression of high intensity femtosecond laser pulses due to ionization self-phase modulation in gas-filled capillary tubes.// Book of abstracts 11th International Laser Physics Workshop 2002, Bratislava, Slovac Republic, 1-5 July, p.67,2002.

25. A.Babin, A. Stepanov, D. Kartashov,D. Kulagin,. Plasma channel formation by axicon focusing of femtosecond laser radiation inside transparent dielectrics.// Technical Digest of IQEC/LAT 2002, Moscow, June 22-28, 2002.

26. A.A.Babin, A.N. Stepanov, D.V. Kartashov, A.V. Kim, A.M. Kiselev, A.M. Sergeev. Nonlinear effects at guided propagation of high intense femtosecond laser pulse in gases.// Proc. Intern. Sympos. 'Topical Problems of Nonlinear Wave Physics', 6-12 September, N. Novgorod, p. 163, 2003.

27. A.A.Babin, A.V.Kirsanov. V.I.Eremin. Reconstruction of amplitude and phase of femtosecond pulses by interfere me trie autocorrelator of intensity. //«Оптика лазеров' 2003», тезисы докл.Ти R5-141,, С.-Петербург, 2003.

28. А.А.Бабин, В.И.Еремин, А.В.Кирсанов. О восстановлении амплитудных и фазовых характеристик сверхкороткого волнового пакета с помощью автокорреляционных методов//Изв.ВУЗов. Радиофизика, 2003, т.46, №5-6,с.443-451.

29. A.A.Babin, A.N. Stepanov, D.V. Kartashov, A.M. Kiselev, A.M. Sergeev. Compression of High Intensity Femtosecond Laser Pulses Due to Ionization Self-Phase Modulation in Gas-Filled Capillary Tubes. //Laser Physics, 2003, v. 13, N6, p. 1-4.

30. А.А.Бабин, A.H. Степанов, A.M. Киселев, Д.И. Кулагин, К.И. Правденко Генерация ударных волн при аксиконной фокусировке фемтосекундного лазерного излучения в прозрачных диэлектриках. //Письма в ЖЭТФ, 2004, т.80, №5, с.344-348.

31. А.А.Бабин, А.Н.Степанов. Способ изготовления одномодового светопроводящего канала в прозрачном диэлектрике путем модификации структуры диэлектрика. // Патент на изобретение № 2150135, приоритет от 07.06.1999.

32. А.А.Бабин, А.М.Сергеев, A.M. Киселев, А.В.Кирсанов. Генератор фемтосекунд-ных импульсов.//Патеит на изобретение №2252470, приоритет от 17.02.2003.

33. А.А.Бабин, Ю.Н.Беляев, М.М.Сущик, В.М.Фортус, Г.И.Фрейдман. Исследование параметрических генераторов света с неколлинеарным взаимодействием.//Кв. электроника, 1976,т. 3, №8 ,с.1755-1770.

34. А.А.Бабин, Ю.Н.Беляев, Н.Н.Беляева, Г.И.Фрейдман. О параметрической генерации когерентного излучения в поле пространственно-некогерентной накачки.// ЖЭТФ,1976,т.71, №1(7),с.97-110.

35. А.А.Бабин, Ю.Н.Беляев, Н.Н.Беляева, Г.И.Фрейдман, А.Н.Щелоков. О преимуществах применения неколлинеарного взаимодействия в параметрических генераторах света.// Тез.докладов IX Всесоюзной конференции по когер.и нелин. Оптике, Ленинград1978, ч.1.с93.

36. А.А.Бабин, В.Н.Петряков, М.М.Сущик, Г.И.Фрейдман. Исследование нелинейного режима параметрического усиления в поле пучков накачки.// Тез.докладов IX Всесоюзной конференции по когер.и нелин. Оптике, Ленинград1978, ч.1.с96.

37. А.А.Бабин, Ю.Н.Беляев, Н.Н.Беляева, В.И.Бредихин, А.В.Каров, В.Н.Петряков, Ф.И.Фельдштейн, Г.И.Фрейдман. Мощные перестраиваемые источники ИК диапазона на основе параметрических генераторов, параметрических и ВКР-преобразователей // Изв. АН СССР, сер. физ., 1984, №8, с.1511-1521.

38. А.А.Бабин, Ф.И.Фельдштейн, Г.И.Фрейдман. Исследование двухпроходового усилителя на АИГ:Ш+3 с BP МБ зеркалом.// Тез.докладов всесоюзн. Конф. «Оптика лазеров». Оптике, Ленинград1984.

39. А.А.Бабин, Ф.И.Фельдштейн, Г.И.Фрейдман. Двухпроходовый усилитель цуга субнаносекундных импульсов с ВРМБ зеркалом.// Кв.электроника, 1989, т. 16, №10,с.2025-2027.

40. А.А.Бабин, Ф.И.Фельдштейн, Г.И.Фрейдман. Двухпроходовый усилитель цуга субнаносекундных импульсов с ВРМБ зеркалом.// Тез.докладов всесоюзн. Конф. «Оптика лазеров». Оптике, Ленинград1990.

41. A.A.Babin, S.P.LeBlanc, D.Fisher, M.C.Downer, T.Tajima, A.N.Stepanov, A.M.Sergeev, B.Rae, E.Gaul. Laser wakefield photon accelerator: optical diagnostics for the laser wake-field accelerator based on longitudinal interferometry.// Bullet. Amer.Phys.Soc. 1995, v.40, p. 1862.

42. A.A.Babin, S.P.LeBlanc, M.C.Downer, T.Tajima, A.N.Stepanov, A.M.Sergeev. All-optical, longitudinal interferometry diagnostics for plasma-based accelerators. // Proc.SPIE 2701, OE/LASE'96, Los Angeles, California, January, 1996.

43. A.A.Babin, S.P.LeBlanc, M.C.Downer, T.Tajima, A.N.Stepanov, A.M.Sergeev. Laser wake- field excitation and measurement by femtosecond longitudinal interferometry.// Phys.Rev.Lett. 1996,v.76, N19, p.3570-3581.

44. A.A.Babin, S.P.LeBlanc, M.C.Downer, T.Tajima, A.N.Stepanov, A.M.Sergeev. Plasma-based accelerator diagnostics based upon longitudinal nterferometry with ultrashort optical pulses.// IEEE Trans. On Plasma Sci. 1996, v.24, N 2, p.301-315.

45. A.A.Babin, S.Hess, F.Feldshtein, I.Nurgaleev, T.Pulleritis, A.Sergeev, V.Sundstrom. Femtosecond energy transfer within the LH2 peripheral antenna of the photosynthetic purple bacteria Rhodobaccter sphaeroides and Phodopseudomonas palustris LL.// Chemical Physics Letters, 1993,v.216, № 3,4,5,6, p.247-257.

46. А.А.Бабин, А.П.Алексацдров, А.М.Киселев, Д.И.Кулагин, В.В.Ложкарев, А.Н.Степанов. Формирование микроструктур в AS2S3 последовательностью фемтосе-кундных лазерных импульсов // Кв. Электр., 2001, т.31, №5, с.398-400.

47. A.A.Babin, A.P.Alexandrov, A.M.Kiselev, D.I.Kulagin, A.N.Stepanov, V.V.Lozhkarev. Formation of microstructures in AS2S3 by femtosecond pulse train.// Proc.CLEO, Balti-mor, May 6-11,2001, p.551.

48. A.A.Babin, A.M.Kiselev, D.V.Kartashov, A.N.Stepanov, V.V.Lozhkarev. Modification and ablation of transparent dielectrics by femtosecond laser radiation.// Techn Digest of XVII Int.Conf. on Coherent and Nonlinear Optics. Minsk, 2001, p.318.

49. E. Khazanov, N. Andreev, A. Babin, A. Kiselev, O. Palashov and D. Reitze. Suppression of Self-Induced Depolarization of High-Power Laser Radiation in Glass-Based Faraday Isolators. // JOSA 2000,В v.17, №1, p.99-102.

50. E. Khazanov, N. Andreev, A. Babin, A. Kiselev and O. Palashov. Measurements of thermooptic characteristics of magnetoactive glasses. // Conference on Lasers and Electro-Optics (CLEO). Baltimore, Maryland, OSA Trends in Optics and Photonics (Optical Society of America, Washington, D. C., 1999), p.499-500, 1999.

51. А.А.Андреев, А.А.Бабин, Т.В.Зарубина, А.М.Киселев, О.В.Палашов, Е.А.Хазанов, О.С.Щавелев. Измерение термооптических постоянных магнитоактивных стекол.// Оптический журнал, 2000, т.67, №6, с.66-69.

52. А.А.Бабин, Ю.Н.Коноплев, Ю.А.Мамаев, В.Н.Старостин, А.А.Туркин. Просветляющие покрытия на интраокулярные линзы из сапфира и фианита. // Оптика и спектроскопия. 1995,т.79, №4, с.678-679.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

1*. U.Morgner, F.X.Kartner, Y.Chen, H.A.Haus, V.Scheuer, G.Angelov, T.Teschud. Sub-two-cycle pulses from a Kerr-lens mode-locked Ti:sapphire laser.// Opt. Lett. 1999, v.24, №6, p.411-413.

2*. L.Gallman, D.H.Sutter, N.Matuschek, G.Steinmeyer, U.Keller. Characterization of sub-6 fs optical pulses with spectral phase interferometry for direct electric-field reconstruction.// Opt. Lett. 1999, v.24, № 18, p.1314-1316.

3*. И.Херман, Б.Вильгельми. Лазеры сверхкоротких световых импульсов. М., Наука, 1986.

4*. С. А. Ахманов, В. А. Выслоух, А. С. Чиркин. Оптика фемтосекундных лазерных импульсов. // Изд-во «Наука», Москва, 1988.

5*. L.Xu, G.Tempea, С Spielman, F.Krausz, A.Stingl, K.Ferncz, S.Takano. Continuous-wave mode-locked Ti-Sapphire laser focusable to 51013 W/cm2. // Opt.Lett. 1998, v.23, № 10, p.789-791.

6*. A.Baltuska, Z.Wei, M.Psenichnikov, D.Wiersraa. Optical pulse compression to 5fs at a 1MHz repetition rate. // Opt.Lett. 1997, v.22, № 2, p. 102-104.

7*. R.Szipocs, F.Ferencz, C.Spilmann, F.Krausz. Chiiped multilayer coatings for broadband dispersion control in femtosecond lasers // Opt.Lett. 1994, v. 19, № 3, p.201-204.

8*. F.Kartner, N.Matuschek, T.Schibli, U.Keller, H.Haus, G.Heine, R.Morf, V.Sheuer, M.Tilsch, T.Tschudi. Design and fabrication of double-chirped mirrors. // Opt.Lett. 1997, v.22, № 11, p.831-833.

9*. I.Jung, F.Kartner, N.Matuschek, D.Sutter, F.Morier-Genound, G.Zhang, U.Keller, V.Scheuer, M. Tilsch, T.Tschudi. Self-starting 6.5-fs pulses from a Tisapphire laser. // Opt.Lett. 1997, v.22, № 13, p.1009-1011.

10*. R.E11, U Morgner, F.Kartner, J.G.Fujimoto, E.P.Ippen, V.Scheuer, G.Angelov, T.Tschudi, MJ.Lederer, A.Boiko, B.Luther-Davis. Generation of 5-fs pulses and octave-spanning spectra directly from a Tisapphire laser. // Opt.Lett. 2001, v.26, № 6, p.373-375.

11*. W.S.Pelouch, P.E.Powers, L.C.Tang. Self-starting mode-locked ring-cavity Ti:sapphire laser. // Opt.Lett. 1992, v. 17, № 22, p. 1581-1583.

12*. T.Beddard, Z.Penman, D.T.Reid, W.Sibbet. High average pover 13 fs Ti:sapphire laser oscillator.//Techn. Digest CLEO'99, Baltimor, 1999, p.84.

13*. C.Spielman, L.Xu, F.Krausz. Measurement of interferometric autocorrelations: comment. // Appl. Opt. 1997, v.36, № 12, p.2523-2525.

14*. G.Rousseau, N.McCarthy, M.Piche.// Generation and characterization of sub-10 femtosecond laser pulses. Proc. SPIE, 2000, v.4087, p/910-920.

15*. Т.И.Кузнецова. // К проблеме регистрации сверхкоротких световых импульсов. ЖЭТФ, 1968, т.55, №6(12), с.2453-2458.

16*. Ю.К.Веревкин, Э.Я.Дауме, А.И.Макаров,М.А.Новиков, А.И.Хижняк. // К вопросу об измерении длительности сверхкоротких импульсов. Изв. ВУЗов «Радиофизика», 1971, т. 14,с.840-844.

17*. K.L.Sala, G.A.Kenney-Wallace, G.E.Hall.//CW autocorreltion measurements picosecond laser pulse. IEEE QE, 1980, v,16, p.990-996.

18*. M.C.J.Diels, J.J.Fontane, I.C.McMichel, F.Simoni. //Control and measurement of ultrashort pulse shape in amplitude and phase. Appl.Opt. 1985, v.24, № 9, p.1270-1282.

19*. K.Naganuma, K.Mogi, H.Yamada, // General method for ultrashort light pulse chirp measurement. IEEE, QE, 1989, v.25, №6, p. 1225-1233.

20*. C.Iaconis, I.A.Walmsley. //Spectral phase interferometry for direct electric-field reconstruction of ultrashort optical pulses. Opt.Lett. 1998, v.23, №19, p.792 -796.

21*. K.W.DeLong, D.N.Fittinghoff, R.Trebino.// Practical issues in ultrashort laser pulse measurement using frequency-resolved optical gating. IEEE QE 1996, v.32, №7, p. 1253-1263.

22*. R.G.M.P.Koumans, A.Yariv.// Time-resolved optical gating based on dispersive propagation: a new method to characterize optical pulses. IEEE QE 2000, v.36, №2, p.137-144.

23*. D.J.Kane. II Recent progress toward real-time measurement of ultrashort laser pulses. IEEE QE 1999, v.35, № 4, p.421-431.

24*. K.Nagamura, K.Mogi, H. Yamada.// General method for ultrashort light pulse chirp measurement. IEEE QE 1989, v.25, p. 1225-1233.

25*. J.Peatross, A.Rundquist.// Temporal decorrelation of ultrashort laser pulses. J.Opt.Soc.Am.B, 1998, v.15, №1, p.216-222.

26*.J.W.Nicholson, J.Jasapara, W.Rudolph, F.J.Omenetto, A.J.Taylor.//Full-field characterization of femtosecond pulses by spectrum and cross-correlation measurements. Opt. Lett. 1999,v.24,№23,p. 1774-1776.

27*. П.Г.Крюков. // Лазерные ультракороткие импульсы и их применение. Волоконно-оптические технологии, материалы и устройства, 1999, №2, с.63-96.

28*.A.Brun, P.Georges, G.LeSaux.// Single-short characterization of ultrashort laser pulses.J.Phys.D:Appl.Phys 1991, v.24, p.1225-1233.

29*. Е.М.Воронкова, Б.Н.Гречушников, Г.И.Дистлер, И.П.Петров. //Оптические материалы для инфракрасной техники. М. «Наука», 1965.

30*. A.Sillavan, A. Sullivan, H. Hamster, H. С. Kapteyn, S. Gordon, W. White, H. Nathel, R. J. Blair, R. W. Falcone. Multiterawatt 100-fs laser. // Opt.Lett.1991, v.16, № 18, p. 1406-1408.

31*. M.D.Perry, G.Mourrou.// Terawatt to petawatt subpicosecond lasers. Science, 1994, v.264, p.917-924.

32*. C.P.J.Barty, C.L.Gordon III, B.E.Lemoff. Multiterawatt 30-fs Ti:sapphire laser system. // Opt .Lett.1994, v.19, № 18, p.1442 - 1444.

33*. N.Blanchot, C.Rouyer, C.Sauteret, A.Migus. Application of sub-100-TW femtosecond pulses by shifted amplifying Nd :glass amplifiers: theory and experiments. // Opt .Lett. 1995, v.20, № 4, p.395 - 397.

34*. M.P.Kalachnikov, V.Karpov, H.Schonnageb, W.Saunder.//100 TW titanium-sapphire laser system. Las.Phys. 2002, v. 12, № 2, p.368-374.

35*. D.Stricland, G.Mourrou. // Compression of amplified chirped optical pulses. Optics Comm. 1985, v.56, p.219-233.

36*. F.Salin, J.Squier, M.Piche. Mode locking of Ti:A1203 lasers and self-focusing: a Gaussian approximation // Opt .Lett. 1991, v. 16, № 21 p. 1674 - 1676.

37*. R.L.Fork, C.H.B.Cruz, P.C.Becker, C.V.Shank. Compression of optical pulses to six femtoseconds by using cubic phase compensation // Opt .Lett. 1987, v. 12, № 7, p.483-485.

38*. H.W.Kogelnic, E.P.Ippen, A.Dienes, C.V.Shank. Astigmatically compensated cavities for CW dye lasers // IEEE QE, 1972,v.8,№ 3,p.373-379

39*. O.E.Martinez. Design of high-power ultrashort pulse amplifiers by expansion and recompression. // IEEE QE, 1987, v.23, № 8, p.1385-1387.

40*. R.Szipocs, F.Ferencz, C.Spilmann, F.Krausz. Chirped multilayer coatings for broadband dispersion control in femtosecond lasers // Opt.Lett. 1994, v.19, № 3, p.201-204.

41*. J.H.Mc.Cleod. The axicon: A new type of optical element. // J.Opt.Soc.Am. 1954, v.44, № 8 p.592 -597.

42*. В.В.Коробкин, Л.Я.Марголин, Л.Я.Полонский, Л.Н.Пятницкий. // Структура искрового канала при оптическом пробое газов атмосферного давления в каустике аксикона. Кв.электроника, 1989, т. 16, № 9, с. 1885-1894.

43*. C.G.Durfee, H.M.Milchberg. //Light pipe for high intensity laser pulse. Phys.Rev.Lett. 1993, v.71, p.2409-2412.

44*. В.В.Коробкин, Л.Я.Марголин, Л.Я.Полонский, Л.Н.Пятницкий. // Формирование гауссовых и гипергауссовых лазерных пучков аксиконами для получения сплошных лазерных искр. Кв.электроника, 1986, т.13, № 2, с.265-270.

45*. Н.Е.Андреев, С.С.Бычков, В.В.Котляр, Л.Я.Марголин, Л.Н.Пятницкий, П.Г.Серафимович. // Формирование трубчатых бесселевых пучков света высокой мощности. Кв.электроника, 1996, т.23, № 2, с.130-134.

46*. CCCP-DDR каталог «Оптическое стекло»

47*.А.И.Авров, В.Ю.Быченков, О.Н.Крохин, В.В.Пустовалов, А.А.Рупасов,

B.П.Силин, Г.В.Склизков, В.Т.Тихончук, А.С.Шиканов. Генерация гармоники 3/2 со0 излучения неодимового лазера при нагреве сферических мишений. //ЖЭТФ 1977, т.72, вып.З, с.970-982.

48*.Н.Г.Басов, В.Ю.Быченков, О.Н.Крохин, М.В.Осипов, А.А.Рупасов, В.П.Силин, Г.В.Склизков, В.Т.Тихончук, А.С.Шиканов. Исследование генерации гармоники 2 Mo в лазерной плазме.// ЖЭТФ 1979, т.76, вып.6, с.2094-2109.

49*. Н.С.Ерохин, В.Е.Захаров, С.С.Моисеев. Генерация второй гармоники при падении электромагнитной волны на неоднородную плазму. // ЖЭТФ 1969, т.56, вып.1, с.179-185.

50*. I. J. Macklin, J. D. Kmetec, and С. L. Gordon. High order harmonic generation using intense femtosecond pulses. //Phys.Rev.Lett. 1993, v.70, №6, p.766-769.

51 *. C.-G. Wahlstrom, J. Larsson, A. Persson, T. Starczewski, S. Svanberg, P. Salières, Ph. Balcou, and Anne L'Huillier. High order harmonic generation in rare gases with an intense short-pulse laser. // Phys.Rev.A, 1993, v.48, №6, p.4709 - 4720.

52*. Z.Chang, A.Rundquist, H.Wang, M.M.Mumane, H.C.Kapteyn. //Generation of coherent soft X - Rays at 2.7 nm using high harmonics. Phys.Rev.Lett. 1997, v.19, № 16, p.2967-2970.

53*. E.Seres, J.Seres, F.Krausz, C.Spilman. //Generation of coherent soft-X-ray radiation extended far beyond the Titanium L edge. Phis.Rev.Lett. 2004, v.92, № 16, p. 163002-1 - 163002-3.

54*. Anne L'Huillier, Philippe Balcou, Sebastien Candel, Kenneth J. Schafer, and Kenneth

C. Kulander. Calculations of high-order harmonic generation processes in Xe at 1064 nm. // Phys.Rev.A, 1992, v.46, №5, p.2778-2790.

55*. G.C.Bjorklund. Effects of focusing on third-order nonlinear processes in isotropic media. // IEEE QE, 1975, v. 11, №6, p.287-296

56*. W.M.Wood, C.W.Siders, and M.C.Downer,// Measurement of femtosecond ionization dynamics of atmospheric density gases by spectral blueshifting, Phys.Rev.Lett., 1991, v.67, N25, p.3523-3526.

57*. В.Б.Гильденбург, А.В.Ким, А.М.Сергеев,//О возможности сильного изменения частоты ионизующего лазерного импульса в газе, Письма в ЖЭТФ, 1990, т.51, N2, с.91-93.

58*. E.Esaray, P.Sprangle, J.Kroll, A.Ting. Overview of plasma-based accelerator concepts // IEEE Trans.Plasma Sci. 1996, v.24, №2, p.252-288.

59*. В. E. Lemoff, G. Y. Yin, C. L. Gordon III, C. P. J. Barty, and S. E. Harris. Demonstration of a 10-Hz femtosecond-pulse-driven XUV laser at 41.8 nm in Xe IX. // Phys. Rev. Lett. 1995 v.74, p. 1574-1578.

60*. Н. М. Milchberg , Т. R. Clark, С. G. Durfee III, Т. М. Antonsen, and P. Mora. Development and applications of a plasma waveguided for intense laser pulses. // Phys. Plasmas 1996, v.3, p.2149-2157.

61*. S. M. Hooker, D. J. Spence, and R. A. Smith. Guiding of high-intensity picosecond laser pulses in a discharge-ablated capillary waveguide. // J. Opt. Soc. Am. В 2000, v.17, №1, p.90-96.

62*. S. Jackel, R. Burris, J. Grun, A. Ting, С. Manka, K. Evans, and J. Kosakowskii. Channeling of terawatt laser pulses by use of hollow waveguides. // Opt. Lett. 1995, v.20, №10, p. 1086-1089.

63*. M. Borghesi, A. Mackinnon, R. Gaillard, O. Willi, and A. A. Offenberger. Guiding of a 10-TW picosecond laser pulse through hollow capillary tubes. // Phys. Rev. E 1998, v.57, №5, p.R4899.

64*. F. Dorchies, J. R. Marques, B. Cros, G. Matthieussent, C. Courtois, T. Velikoroussov, P. Audebert, J. P. Geindre, S. Rebibo, G. Hamoniaux, and F. Amiranoff. Monomode guiding of 1016 W/cm2 laser pulses over 100 Rayleigh lengths in hollow capillary dielectric tubes. // Phys. Rev. Lett. 1999, v.82, №23, p.4655-4659.

65*. B. Cros, C. Courtois, G. Malka, G. Matthieussent, J. R. Marques, F. Dorchies, G. Hamoniaux, N. Blanchot, and J. L. Miquel. Extending plasma accelerators: guiding with capillary tubes. // IEEE trans, on Plasma Science. 2000, v.28, №4, p.1071-1079.

66*. В.Б.Гильденбург. //Электродинамические механизмы ограничения электронной концентрации в лазерной плазме. ЖЭТФ 1980, т.78, вып.Зб с.952 -956.

67*. Д.В.Карташов. // Экспериментальное и теоретическое исследование нелинейного взаимодействия мощного фемтосекундного лазерного излучения с газами и плазмой в диэлектрических капиллярах. Кандидатская диссертация, Н.Новгород, 2004.

68*. Н. Б. Делоне, В. П. Крайнов. Туннельная и надбарьерная ионизация атомов и ионов в поле лазерного излучения. // УФН 1998, т. 168, №5, с. 531-540.

69*. S. Augst, D. D. Meyerhofer, D. Strickland, and S. L. Chin. Laser ionization of noble gases by Coulomb-barrier suppression. // J. Opt. Soc Am. B. 1991, v.8, №4, p.858-864.

70*. H. L. Lehmeier, W. Leupacher, and A. Penzkofer. Nonresonant third order hyperpo-larizability of rare gases and N2 determined by third harmonic generation. // Opt. Commun. 1985, v.56, №1, p.67-73.

71*. G. Tempea and T. Brabec. Nonlinear source for the generation of high-energy few-cycle optical pulses. // Opt. Lett. 1998,v.23, №16, p.1286-1290.

72*. С.М.Стишов. История открытия.// УФН, 2002, т.172, №4, с.473-475

73*. Ш.-Н.Дуо, Дж.Л.Мосенфелдер, П.Д.Асимов, Т.Дж.Аренс. Стишовит и его значение для геофизики. Новые результаты ударно-волновых экспериментов и численного моделирования.// УФН. 2002,, т.172, №4, с.475-480.

74*. V.V. Lozhkarev, G.I. Freidman, V.N. Ginzburg, E.V. Katin, E.A. Khazanov, A.V. Kirsanov, G.A. Luchinin, A.N. Mal'shakov, M.A. Martyanov, O.V. Palashov, A.K. Po-teomkin, A.M. Sergeev, A.A. Shaykin, I.V. Yakovlev, S.G. Garanin, S.A. Sukharev, N.N. Rukavishnikov, A.V. Charukhchev, R.R. Gerke, V.E. Yashin. 200 TW 45 fs laser based on optical parametric chirped pulse amplification.// OPTICS EXPRESS 2006, v. 14, No. 1, pp.446-454.

Содержание диссертации

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ 4

Цели диссертационной работы 7

Научная новизна работы 8

Научное и практическое значение работы 11

Апробация работы 13

Основное содержание работы 14

РАЗДЕЛ I. ГЕНЕРАЦИЯ СВЕРХКОРОТКИХ ЛАЗЕРНЫХ ИМПУЛЬСОВ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ДИАПАЗОНА И МЕТОДЫ ИХ

ДИАГНОСТИКИ [17, 18,27,28,32] 17

1.1. 10-и фемтосекундный кольцевой лазер на корунде с титаном 19

1.2. Восстановление амплитудных и фазовых характеристик сверхкороткого волнового пакета с помощью автокорреляционных методов 27

1.3. Выводы 42 РАЗДЕЛ II. ТЕРАВАТТНЫЙ ФЕМТОСЕКУНДНЫЙ TI:SA ЛАЗЕРНЫЙ КОМПЛЕКС [1,2,4, 11,14] 43

2.1. Задающий генератор 45

2.2. Стретчер 47

2.3. Развязка Фарадея 48

2.4. Регенеративный усилитель 49

2.5. Усилители мощности 51

2.6. Компрессор 52

2.7. Система диагностики параметров фемтосекундных импульсов 55

2.8. Выводы 56

РАЗДЕЛ III. ИССЛЕДОВАНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ МОЩНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ [3,4,6-13,15,16,19-26,29-32] 57

3.1. Аксиконная фокусировка мощного фемтосекундного излучения в прозрачные диэлектрики 58

3.1.1. Расчет параметров каустики аксикона при фокусировке фемтосекундных импульсов 59

3.1.2. Экспериментальное исследование воздействия мощного фемтосекундного излучения на прозрачные диэлектрики при

аксиконной фокусировке 65

3.2. Преобразование спектра фемтосекундного излучения при лазерной ионизации газовой среды 72

3.2.1. Структура спектра 3-й гармоники, возникающей при лазерной ионизации газов в свободном пространстве 73

3.2.2. Преобразование спектра основной частоты при лазерной

ионизации в газонаполненном капилляре 78

3.3 Выводы 95

ЗАКЛЮЧЕНИЕ 99

Основные результаты 99

Список работ по теме диссертации 102

Цитированная литература 109

БАБИН Алексей Александрович

ГЕНЕРАЦИЯ СВЕРХСИЛЬНЫХ СВЕТОВЫХ ПОЛЕЙ И ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ

Автореферат

Подписано в печать 4.12.06. Формат 60 х 90 '/[6. Бумага офсетная № 1. Усл. печ. л. 3,5. Тираж 100 экз. Заказ №133(2006).

Отпечатано в типографии Института прикладной физики РАН, 603950 г. Н. Новгород, ул. Ульянова, 46

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Введение, актуальность темы диссертации

Цели диссертационной работы

Научная новизна работы

Научное и практическое значение работы

Апробация работы

Основное содержание работы 14 РАЗДЕЛ I. ГЕНЕРАЦИЯ СВЕРХКОРОТКИХ ЛАЗЕРНЫХ ИМПУЛЬСОВ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ДИАПАЗОНА И МЕТОДЫ ИХ

ДИАГНОСТИКИ [17,18,27,28,32]

1.1.10-и фемтосекундный кольцевой лазер на корунде с титаном

1.2. Восстановление амплитудных и фазовых характеристик сверхкороткого волнового пакета с помощью автокорреляционных методов

1.3. Выводы 42 РАЗДЕЛ И. ТЕРАВАТТНЫЙ ФЕМТОСЕКУНДНЫЙ ТГБА ЛАЗЕРНЫЙ КОМПЛЕКС [1,2,4,11,14]

2.1. Задающий генератор

2.2. Стретчер

2.3. Развязка Фарадея

2.4. Регенеративный усилитель

2.5. Усилители мощности

2.6. Компрессор

2.7. Система диагностики параметров фемтосекундных импульсов

2.8. Выводы

РАЗДЕЛ III. ИССЛЕДОВАНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ МОЩНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ

3,4,6-13,15,16,19-26,29-32]

3.1. Аксиконная фокусировка мощного фемтосекундного излучения в прозрачные диэлектрики

3.1.1. Расчет параметров каустики аксикона при фокусировке фемтосекундных импульсов

3.1.2. Экспериментальное исследование воздействия мощного фемтосекундного излучения на прозрачные диэлектрики при аксиконной фокусировке

3.2. Преобразование спектра фемтосекундного излучения при лазерной ионизации газовой среды

3.2.1. Структура спектра 3-ей гармоники, возникающей при лазерной ионизации газов в свободном пространстве

3.2.2. Преобразование спектра основной частоты при лазерной ионизации в газонаполненном капилляре

3.3 Выводы

Развитие лазерной физики привело к революционному скачку в технике генерации сверхкоротких световых импульсов. К концу 90-х годов прошлого столетия длительность лазерных импульсов, излучаемых непосредственно оптическими квантовыми генераторами сократилась до нескольких оптических периодов и составила величину менее 10 фемтосекунд (10"14с) [1* - 2*]. Эти достижения были получены благодаря следующим обстоятельствам:

Во-первых, были синтезированы широкополосные лазерные среды, л 1 позволяющие усиливать оптическое излучение в полосе более 5-10 см", что позволяет возбуждать 105-М06 мод резонатора типичной для лазера длиной ~ 1 метра. Среди довольно большого класса таких сред рекордсменом по ширине полосы усиления до сих пор остается сапфир с титаном (А120з:Т1+3) — Ti:Sa. Именно в таком лазере удалось получить длительность выходного импульса в несколько оптических периодов, ширина спектра излучения которого практически соответствует ширине полосы усиления активного элемента.

Во-вторых, к этому времени оказались достаточно хорошо разработанными методы синхронизации лазерных мод, позволяющие концентрировать электромагнитную энергию в короткие временные интервалы - вплоть до фемтосекундного диапазона длительностей. Экспериментаторам удалось использовать для этой цели наименее инерционную электронную (керровскую) нелинейность самой лазерной среды. В литературе такой механизм синхронизации мод получил аббревиатуру KLM от английского словосочетания Kerr Lens Mode locking

3*]. Необходимо отметить, что здесь результат действия самофокусирующей керровской нелинейности приводит к положительному эффекту, что не часто бывает в лазерной физике и нелинейной оптике. Практически во всех схемах фемтосекундных лазеров для проявления этой нелинейности и, как следствие, синхронизации мод, используется специальная геометрия резонатора лазера, в которой определенным образом подбираются поперечные размеры пучка накачивающего лазера и моды резонатора фемтосекундного ОКГ.

В-третьих, техника генерации сверхкоротких лазерных импульсов стимулировала интенсивное развитие фемтосекундной оптики, что позволило, например, разработать методы управления временной дисперсией материальной среды. В свою очередь, фемтосекундная оптика, за счет взаимодействия с лазерной физикой, дала бурное развитие новым научным направлениям и технологиям нового поколения, в которых сверхкороткая длительность лазерных импульсов играет ключевую роль. Среди таких направлений можно выделить управление процессами в физических [41-44], химических и биологических [45] системах на молекулярном уровне, коммуникационные технологии с рекордной плотностью передачи информации, прецизионная микрообработка материалов [46-48] и медицинские приложения.

Следует особо отметить, что фемтосекундная оптика послужила основой для развития другой стратегически важной области знаний -физики сверхсильных полей и порождаемых ими экстремальных состояний вещества. Прогресс в этой области обусловлен созданием

1") тераваттных (10 Вт) фемтосекундных лазерных комплексов на основе твердотельных широкополосных усиливающих сред. Оптические поля с

18 0 интенсивностями более 10 Вт/см , образующиеся при фокусировке таких лазерных импульсов, на несколько порядков превосходят уровень внутриатомных полей и приводят к релятивистскому движению электронов, что позволяет на коротких временных интервалах взаимодействия создавать состояния вещества с экстремальными свойствами. Как это видно уже сейчас, тераваттные фемтосекундные лазерные комплексы становятся экспериментальной базой для развития новых направлений в атомной физике, физике ускорителей заряженных частиц, в исследованиях по короткоимпульсным источникам излучения в рентгеновском и гамма диапазонах частот. Помимо значительного влияния на развитие новых научно-технических направлений, создание таких комплексов служит своеобразным свидетельством передового уровня высоких технологий в стране. Это связано так же и с тем, что при увеличении мощности источников сверхсильных лазерных полей до мультитераваттного и петаваттного уровня они могут быть использованы для непосредственного моделирования в лабораторных условиях процессов, протекающих в ядерных и термоядерных реакциях. Таким образом, все перечисленные выше обстоятельства и обуславливают актуальность диссертационной работы в целом.

Следует отметить, что представляемая диссертация является экспериментальным исследованием и, следовательно, основные результаты работы получены в соавторстве, что отражено в публикациях. Автору данной диссертационной работы принадлежит ведущая роль на этапах постановки экспериментальных проблем, создании установок и схем проводимых экспериментов, а так же в получении и интерпретации всех результатов, включенных в основные результаты диссертации.

Актуальность вопросов, составляющих первый раздел диссертации связана с созданием фемтосекундного лазерного источника с предельно короткой длительностью выходного импульса, а так же с проблемами измерения временных параметров сверхкоротких волновых пакетов. Обе эти проблемы являются общефизическими, причем каждая из них определяет широкий круг научных и прикладных направлений. Глубокое понимание процессов происходящих при генерации лазерных импульсов фемтосекундного диапазона позволило создать простой и относительно недорогой лазер с длительностью выходного импульса около 10 фс. Детальный анализ работы классического интерференционного автокоррелятора интенсивности продемонстрировал возможность I восстановления временных амплитудных и фазовых характеристик сверхкороткого волнового пакета (по крайней мере, для некоторого класса оптических сигналов), и позволил предложить простой метод измерения дисперсионных характеристик прозрачных материалов во втором приближении теории дисперсии.

IV Заключение

Сформулируем основные результаты работы в соответствии с ее разделами.

1. Схема фемтосекундного лазера со сложенным кольцевым резонатором 21

2. Дисперсия групповой задержки в кольцевом резонаторе. Кривые 1, 2,3,- дисперсия, вносимая парой призм изготовленных из CaF2, SiO2 и LiF соответственно. Кривая 5 —суммарная дисперсия в резонаторе, содерэюащем призмы из LiF. 24

3. Автокорреляционная функция интенсивности и спектральное распределение выходного излучения кольцевого фемтосекундного лазера. 26

4. Выводы Таким образом, основные результаты данного

5. Развязка Фарадея Фарадеевская развязка выполняет одновременно две задачи: 1 предотвращает задающий генератор от обратной реакции усилительной системы; 2 -направляет усиленное излучение после регенеративного усилителя в систему оконечных усилителей мощности. В ее состав входят оптический вентиль Фарадея на постоянных магнитах, поляризаторы и 48

6. Компрессор Последним принципиально необходимым элементом тераваттного комплекса является устройство, осуществляющее восстановление временной формы исходного фемтосекундного импульса компрессор. Это устройство представляет собой линейную систему с сильной аномальной дисперсией. Для идеального восстановления исходной формы фемтосекундного импульса необходимо знать частотную зависимость 52

7. Одноимпульсная автокорреляционная функция интенсивности выходного излучения системы (длительность 80 фс по лоренцевой аппроксимации, обозначенной пунктирной линией) при величине энергии в импульсе 80 мДж. 54

8. Выводы Таким образом, основным результатом этого

9. Схема фокусировки фемтосекундного импульса конической линзой. 60

10. Остальные параметры в (3.1.1) брались близкими к эксперименту [11]: у5= 0.2рад, R 1 см; длина волны излучения Л=0.8мкм, характерный поперечный размер падающего пучка го=О.5 см. Продольное и поперечное распределения интенсивности на оси аксикона, нормированные на входную /о, приведены на рис. 3.2 и 3.3 соответственно. Как следует из этих рисунков, дисперсия материала аксикона начинает оказывать заметное влияние с длительностей примерно в 30 фс как для стекла К-8, так и КУ11. Максимальное значение интенсивности поля на 62

12. Зависимость пиковой интенсивности в каустике аксикона от продольной координаты z/zf, где Zf R/[P(n-l)], для разных длительностей импульса т. Кривая для т 50фс практически совпадает с соответствующей зависимостью для непрерывного сигнала. 63

13. Поперечное распределение интенсивности поля в каустике аксикона при z/zf 0.5 ит 10 и 50фс для аксикона из кварца и стекла К-8. 64

14. Экспериментальное исследование воздействия мощного фемтосекундного излучения на прозрачные диэлектрики при аксиконной фокусировке Схема эксперимента по воздействию мощного фемтосекундного излучения на прозрачные диэлектрики при фокусировке конической линзой приведена на Рис.3.

15. Параметры фокусируемого излучения были 65

16. Структура излучения прошедшего через образцы, изготовленные из различных материалов, при аксиконной фокусировке. Яркая точка в центре рисунка излучение основной частоты, прошедшее сквозь отверстие в центре аксикона, первое белое кольцо структура основного излучения, сформированная конической линзой; следующие цветные кольца образующиеся на выходе образца при возникновении плазменного канала в каустике. 68

17. Преобразование спектра фемтосекундного излучения при лазерной ионизации газовой среды Первые эксперименты по воздействию фемтосекундного излучения с интенсивностью 1ОВт/см на инертные газы [50*,51*] показали гармоник в спектре излучения, наличие большого числа нечетных выходящего из лазерной плазмы. Распределение интенсивности от номера гармоники п после быстрого начального спадания переходило в [50*] оно простиралось почти до п 100 и 72 протяженное плато. В работе

18. Спектрально-пространственное распределение третьей гармоники для Аг. 11

19. Источником мош,ного излучения служил разработанный нами фемтосекундный комплекс см.

20. Следовательно, г| T|ITI2. ДЛЯ ОСНОВНОЙ МОДЫ Е Н Ц капилляра диаметром 100 мкм и длиной L 20 см, с которым было выполнено большинство экспериментов, величина т|2 е" (где у коэффициент затухания моды в 79

21. Схема эксперимента. 80

22. Эффективность возбуждения т]] определялась путем вычисления интеграла перекрытия экспериментально измеренного сфокусированного пучка в сечении, соответствующем входному торцу капилляра с поперечным распределением основной моды капилляра ЕНп. Оказалось, что в нашем случае величина т|2 0.

23. Распределение спектральной интенсивности выходного излучения при различных значениях входной энергии в ионизирующем импульсе. В левой колонке (рисунки а,в,д) представлены спектры на оси выходного пучка, в правой(рис. б,г,е) спектры, усредненные по поперечному сечению пучка. Пунктирная кривая вакуумированный капилляр, сплошная кривая капилляр, заполненный аргоном. 85

24. Спектр входного Рис. 3.

25. Спектр входного ионизирующего импульса (пунктир) и ионизирующего импульса (пунктир) на выходе капилляра (сплошная и на выходе капилляра (сплошная входной линия), соответствующий входной линия), соответствующий интенсивности 4.3-10 Вт/см интенсивности 1.2-10 Вт/см 90

26. Зависимость спектральной фазы от длины волны (пунктир) в спектре выходного излучения при начальной интенсивности 1.2-10 Вт/см Сплошной линией представлена аппроксимация этой зависимости полиномом третей степени. Штрих-пунктиром представлен начальный спектр лазерного импульса, сплошной жирной линией спектр выходного излучения. 91