Влияние параметров фемтосекундного лазерного импульса на филаментацию в атмосфере тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

Фёдоров Владимир Юрьевич

Влияние параметров фемтосекундного лазерного импульса на филаментацию в атмосфере

01.04.21 — Лазерная физика

Автореферат

диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

-7 0КТ 2010

Москва — 2010

004609905

Работа выполнена на кафедре общей физики и волновых процессов физического факультета Московского государственного университета имени М. В. Ломоносова

Научный руководитель:

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Кандидов Валерий Петрович

доктор физико-математических наук, профессор Крайнов Владимир Павлович, МФТИ, Москва

доктор физико-математических наук Воробьев Валерий Васильевич, ИФА РАН, Москва

Ведущая организация:

Учреждение Российской академии наук «Физический институт имени П. Н. Лебедева РАН»

Защита состоится 21 октября 2010 года в 17— на заседании диссертационного совета Д 501.001.31 в МГУ имени М. В. Ломоносова по адресу: 11991 ГСП-1, Москва, Ленинские горы, МГУ, дом 1, строение 62, корпус нелинейной оптики, аудитория имени С. А. Ахманова.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ имени М. В. Ломоносова

Автореферат разослан

сентября 2010 года

Учёный секретарь диссертационного о математических наук, доцент

ат физико-

Ильинова

1 Общая характеристика работы

1.1 Актуальность темы

Диссертационная работа посвящена изучению распространения мощных фемтосекундных лазерных импульсов в атмосфере в условиях нелинейно-оптического взаимодействия со средой. В экспериментах, посвящён-ных исследованию этой проблемы, можно наблюдать, что первоначально малая интенсивность лазерного импульса растёт в процессе его распространения, достигая величины 1013-1014 Вт/см2, после чего, рост интенсивности останавливается. При этом, высокая интенсивность лазерного импульса в эксперименте регистрируется на протяжении нескольких десятков метров вдоль оси распространения. Экспериментальные данные свидетельствуют о том, что в следе лазерного импульса образуется плазменный канал с концентрацией электронов 1016-1017см-3. Такой тип распространения лазерного импульса был назван филаментацией, а тот участок вдоль оси распространения, при прохождении которого лазерный импульс образует плазменный канал, называется термином «филамент». Филаментация сопровождается значительным уширением спектра лазерного импульса, которое отражает сильное искажения его временного профиля. Уширение спектра импульса происходит как в коротковолновую область спектра, так и в длинноволновую. Происходит генерация белого света — суперконтинуума. Так, например, в экспериментах по филамен-тации импульса на длине волны 800 нм ширина спектр суперконтинуума была зарегистрирована в диапазоне от 230 нм до 4.5 мкм.

Физические процессы, приводящие к образованию филаментов при распространении в воздухе фемтосекундных лазерных импульсов, в настоящий момент достаточно хорошо изучены. За образование филамен-та отвечают, в основном, два нелинейно-оптических эффекта. Первый из них — это оптический эффект Керра, который приводит к самофокусировке излучения. Второй — это ионизация газовых компонент воздуха, которая развивается по достижении порога ионизации при увеличении интенсивности лазерного импульса вследствие самофокусировки. Уменьшение локального показателя преломления в наведённой лазерной плазме приводит к дефокусировке излучения. Динамический баланс керровской самофокусировки и дефокусировки в наведённой лазерной плазме приводит к образованию протяжённого филамента.

Явление филаментации мощных фемтосекундных лазерных импульсов может быть использовано во многих приложениях атмосферной оптики. Среди них: удаленное зондирование окружающей среды, спектроскопия поверхностей удаленных мишеней, управление высоковольтными разрядами и создание динамических волноводов для передачи СВЧ из-

лучения. Однако, на сегодняшний день остаётся ряд нерешённых фундаментальных и прикладных проблем, которые не позволяют в полной мере использовать явление филаментации в приложениях.

К настоящему времени, большинство экспериментов по филаментации фемтосекундных импульсов в воздухе выполнено с помощью лазера на титан-сапфире с длиной волны излучения 790-810 нм. Вместе с тем, известно сравнительно мало экспериментов по филаментации импульсов на длинах волн, отличных от 800 нм. Теоретические исследования филаментации также сосредоточены, в основном, на импульсах с длиной волны титан-сапфирового лазера. Известные экспериментальные данные и результаты теоретических исследований слабо согласуются друг с другом и не позволяют установить общие закономерности влияния длины волны фемтосекундного лазерного импульса на процесс его филаментации в воздухе. Это приводит к тому, что остаётся открытым вопрос о выборе того или иного источника мощных фемтосекундных лазерных импульсов для конкретного приложения.

Одной из проблем, ограничивающих применимость явления филаментации в приложениях, является модуляционная неустойчивость мощного импульса, приводящая к множественной филаментации. В импульсе с мощностью, превышающей критическую мощность самофокусировки в десятки и более раз, образуется множество филаментов. Расположение этих филаментов в пространстве (как в поперечном сечении, так и вдоль оси распространения) является хаотическим и меняется от импульса к импульсу. При этом центрами зарождения филаментов служат неизбежные начальные возмущения на профиле пучка, а также возмущения вызванные случайными флуктуации показателя преломления среды. Нерегулярность процесса множественной филаментации приводит к неконтролируемым флуктуациям параметров филамента и плазменного канала, которые снижают эффективность использования явления филаментации в приложениях. В связи с этим, возникает проблема регуляризации процесса множественной филаментации.

Филаментация фемтосекундных лазерных импульсов на открытых атмосферных трассах большой протяжённости имеет отличия, по сравнению с филаментацией, наблюдаемой в лабораторных условиях. На больших расстояниях существенное влияние на распространение лазерного импульса начинает оказывать атмосферная турбулентность, которая способствует развитию множественной филаментации. В среднем, множественная филаментация лазерного импульса проявляется на значительно меньшем расстоянии, чем глобальная самофокусировка всего импульса в целом с возможным формированием в нём единого филамента. Это приводит к тому, что в турбулентной атмосфере сокращается расстояние до старта филамента. В то же время, для приложений атмосферной оптики

смещение положения старта филамента на большие расстояния является первоочередной задачей. Поэтому поиск эффективных методов управления расстоянием старта филаментации является одной из приоритетных задач.

Проблемы возникают и при теоретическом исследовании явления филаментации. Основным методом теоретического исследования филаментации является численное моделирование. Оценки показывают, что при численном моделировании филаментации объем массива с комплексной амплитудой поля лазерного импульса может достигать величины 10161024 элементов. В настоящее время работа с массивами такой размерности требует чрезмерно больших вычислительных затрат. В связи с этим, поиск эффективных методов численного моделирования филаментации лазерных импульсов является актуальной задачей.

Таким образом, к неразрешённым проблемам, как фундаментальным, так и прикладным, препятствующим эффективному использованию явления филаментации в приложениях атмосферной оптики, можно отнести недостаток информации о влиянии длины волны излучения на параметры филамента и плазменного канала, неконтролируемый распад мощного лазерного импульса на хаотическое множество филаментов, образование филаментов на малых расстояниях при филаментации в атмосфере, а также чрезмерные вычислительные затраты при численном моделировании филаментации. Решение этих проблем является первоочередной задачей на пути использования явления филаментации фемтосекундных лазерных импульсов в атмосферных приложениях.

1.2 Цели и задачи диссертационной работы

Спецификой систем атмосферной оптики является то, что лазерный импульс распространяется на открытых, заранее не подготовленных трассах. В этом случае, единственным способом влияния на процесс филаментации остается формирование на выходе из лазерной системы импульса с заданными характеристиками. Наличие фундаментальных и прикладных проблем, описанных в предыдущем разделе, свидетельствует о том, что для эффективного использования явления филаментации в приложениях атмосферной оптики необходимо исследовать, как эти начальные характеристики импульса влияют на филаментацию. При этом, вся совокупность доступных в эксперименте модификаций начального импульса может быть разделена на три типа. Во-первых, можно изменять длину волны лазерного импульса, то есть, фактически, выбирать оптимальный источник излучения для того или иного приложения. Во-вторых, можно использовать амплитудную модуляцию, то есть создавать лазерные импульсы с заданным пространственным или временным распределени-

ем интенсивности. И, в-третьих, возможна фазовая модуляция лазерного импульса, то есть его фокусировка или модуляция фазы во времени.

Описанные выше неразрешённые проблемы, возникающие при использовании явления филаментации в приложениях, а также подходы к формированию начального импульса для управления филаментацией определили цели и задачи данной диссертационной работы. В итоге, цели настоящей диссертационной работы можно сформулировать следующим образом:

1. Установить общие закономерности филаментации в воздухе фемто-секундных лазерных импульсов с различной длиной волны. Для этого:

(а) Построить единую модель нелинейно-оптического отклика воздушной среды на воздействие мощного фемтосекундного излучения различной длины волны.

(б) Численно исследовать филаментацию лазерных импульсов с длинами волн, соответствующими существующим источникам мощного фемтосекундного излучения.

(в) Исследовать процесс ограничения интенсивности лазерного импульса в условиях совместного влияния керровской и плазменной нелинейности при филаментации.

(г) Провести экспериментальные и теоретические исследования филаментации в воздухе лазерного импульса хром-форстери-тового лазера с длиной волны 1240 нм.

2. Исследовать филаментацию мощных фемтосекундных лазерных импульсов с эллиптическим распределением интенсивности в плоскости поперечного сечения. Данная форма импульса является одной из простейших и позволит сделать выводы о влиянии геометрической формы распределения интенсивности в импульсе на его филаментацию. Для этого:

(а) Рассмотреть стационарную самофокусировку лазерного пучка с эллиптическим распределением интенсивности — классическую задачу самовоздействия в нелинейной оптике, решение которой даёт информацию о зарождении филаментов.

(б) Исследовать динамическую филаментацию фемтосекундного лазерного импульса с эллиптическим пространственным распределением интенсивности в условиях нестационарности кубической восприимчивости среды и нелинейного отклика наведенной лазерной плазмы.

(в) Исследовать устойчивость филаментации импульса с эллиптическим пространственным распределением интенсивности к первоначальным возмущениям интенсивности в плоскости поперечного сечения.

3. Исследовать филаментацию мощного фемтосекундного лазерного импульса с начальной фазовой модуляцией на километровых трассах в условиях атмосферной турбулентности. Для этого:

(а) Разработать эффективный метод, позволяющий численно рассматривать с высоким пространственным разрешением распространение, нелинейно-оптическое взаимодействие и филаментацию фазово-модулированного импульса на протяжённых атмосферных трассах.

(б) Исследовать влияние начальной фазовой модуляции фемтосекундного лазерного импульса на его филаментацию в реальных атмосферных условиях.

4. Разработать эффективную расчётную схему для численного моделирования филаментации фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе. Для этого:

(а) На основе вариационно-разностного метода построить консервативную разностную схему на неоднородной сетке.

(б) Выбрать оптимальную геометрию построенной неоднородной сетки для максимального снижения вычислительных затрат.

1.3 Научная новизна работы

1. На основе вариационно-разностного метода построена консервативная расчётная схема на прямоугольной неоднородной сетке, что позволило на порядки сократить объем массивов, обрабатываемых при численном моделировании филаментации фемтосекундных лазерных импульсов.

2. Построена частотно-зависимая модель филаментации фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе, единая для импульсов с различной длиной волны. Модель включает в себя дисперсию керров-ской нелинейности и фотоионизации. На основе этой модели создан и апробирован компьютерный код.

3. Впервые выполнено систематическое исследование влияния длины волны фемтосекундного лазерного импульса на параметры фила-мента и плазменного канала в воздухе.

4. Новой является аналитическая оценка пиковых параметров фила-мента и плазменного канала на основе анализа кривизны волнового фронта, создаваемой керровской и плазменной нелинейностями.

5. Впервые проведён эксперимент по филаментации в воздухе лазерного импульса хром-форстеритового лазера с длиной волны 1240 нм. Определены плотность энергии в филаменте и его радиус. На основе численного моделирования дан сравнительный анализ параметров филамента для излучения хром-форстеритового и титан-сапфирового лазера.

6. Дано обобщение известной формулы Марбургера для расстояния самофокусировки на случай лазерных пучков с эллиптическим распределением интенсивности. Показана возможность управления расстоянием до старта филамента с помощью импульсов с эллиптическим пространственным распределением интенсивности. Показано, что в импульсах с эллиптическим пространственным распределением интенсивности формируется картина множественной филаментации, устойчивая к начальным возмущениям поперечного профиля импульса.

7. Предложен оригинальный полуаналитический метод для моделирования филаментации на протяжённых атмосферных трассах. В основе метода лежит мультипликативное представление пространственно-временной зависимости огибающей фемтосекундного лазерного импульса на начальном участке распространения. С помощью предложенного полуаналитического метода впервые исследовано влияние начальной фазовой модуляции импульса на его филаментацию на километровой атмосферной трассе.

1.4 Практическая ценность работы

1. Предложенная частотно-зависимая модель филаментации позволяет с единых позиций осуществить исследование явления филаментации фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе и провести сравнение параметров филамента и плазменного канала в импульсах с различной длиной волны.

2. Анализ результатов численного моделирования филаментации импульсов с различной длиной волны позволил сделать вывод о влиянии длины волны на параметры филамента и плазменного канала, что может быть использовано для выбора оптимального источника излучения для конкретного приложения. Параметры филамента, полученные в эксперименте по филаментации в воздухе импульса

на длине волны 1240 нм, позволяют проверить корректность предложенной частотно-зависимой модели и дают информацию о потенциале излучения хром-форстеритового лазера в атмосферных приложениях.

3. Найденная зависимость критической мощности самофокусировки от эллиптичности лазерного пучка вместе с полученным обобщением формулы Марбургера позволяют дать аналитическую оценку расстояния до старта филамента в случае импульсов с эллиптическим пространственным распределением интенсивности. Увеличение расстояния до старта филамента с ростом эллиптичности распределения интенсивности в поперечном сечении импульса может быть использовано для выбора оптимального начального распределения интенсивности в сечении импульса в целях смещения старта филамента.

4. Продемонстрированная устойчивость множественной филамента-ции к начальным возмущениям профиля в импульсах с эллиптическим пространственным распределением интенсивности может быть использована для регуляризации множественной филаментации.

5. Предложенный оригинальный полуаналитический метод значительно сокращает время, затрачиваемое при численном моделировании филаментации лазерных импульсов в условиях турбулентности на протяжённых атмосферных трассах.

6. Построенная расчётная схема на неоднородной сетке позволяет сократить на порядки объемы массивов, обрабатываемых при численном моделировании филаментации, что приводит к значительному сокращению времени вычислений.

1.5 Защищаемые положения

1. В филаменте фемтосекундного лазерного импульса в воздухе с увеличением длины волны излучения увеличивается радиус филамента и количество переносимой им энергии, в плазменном канале возрастает его радиус, уменьшается концентрация и линейная плотность электронов. Интенсивность и поверхностная плотность энергии в филаменте практически не зависят от длины волны лазерного импульса.

2. Насыщение роста интенсивности в лазерном импульсе в процессе филаментации происходит вследствие выравнивания вклада керров-ской и плазменной нелинейности в кривизну волнового фронта. Равенство абсолютных приращений показателя преломления за счёт

самофокусировки в воздухе и дефокусировки в плазме имеет место после насыщения интенсивности.

3. Формула Марбургера для расстояния самофокусировки круговых пучков справедлива и для пучков с эллиптическим распределением интенсивности при использовании в качестве характерных параметров такого пучка критической мощности самофокусировки и продольного масштаба, зависящих от эллиптичности.

4. С увеличением эллиптичности начального распределения интенсивности в плоскости поперечного сечения импульса возрастает критическая мощность самофокусировки и, как следствие, увеличивается расстояние до старта филамента.

5. Расположение филаментов при множественной филаментации в импульсах с эллиптическим распределением интенсивности в плоскости поперечного сечения является устойчивым к начальным возмущениям профиля пучка.

6. Представление в мультипликативном виде пространственно-временной зависимости амплитуды поля лазерного импульса, при котором его временная форма описывается в рамках линейной теорией дисперсии, справедливо с заданной точностью на начальном участке распространения при филаментации.

7. Расчётная схема, построенная с помощью вариационного метода на неоднородной сетке, позволяет на порядки сократить вычислительные затраты при численном моделировании явления филаментации без потери точности.

1.6 Апробация результатов работы

Основные результаты работы опубликованы в 9 научных статьях в журналах «Квантовая электроника», «Laser Physics», «Оптика атмосферы и океана», «Proceedings of SPIE», «The European Physical Journal D», «Оптика и Спектроскопия».

Результаты докладывались на международных конференциях: Международная научная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых «Ломоносов 2003» (15-18 апреля 2003 года, Москва); Xlth conference on laser optics (LO 2003) (30 июня - 4 июля 2003 года, Санкт-Петербург); Третья международная конференция молодых ученых и специалистов «0птика-2003» (20-23 октября 2003 года, Санкт-Петербург); «Фундаментальные проблемы оптики» (ФПО 2004) (18-21 октября 2004 года, Санкт-Петербург); Photonics west, symposia lasers and applications in

science and engineering (LASE 2005) (22-27 января 2005 года, Сан-Хосе, Калифорния, США); International conference on coherent and nonlinear optics / International conference on lasers, applications and technologies (ICONO/LAT 2005) (11-15 мая 2005 года, Санкт-Петербург); International conference on high power laser beams (HPLB 2006) (3-8 июля 2006 года, Нижний Новгород - Ярославль -Нижний Новгород); SPIE symposium on optics and photonics (13-17 августа 2006 года, Сан-Диего, Калифорния, США); Международный научно-практический семинар и молодежная школа «Высокопроизводительные параллельные вычисления на кластерных системах» (12-17 декабря 2006 года, Санкт-Петербург); International conference on coherent and nonlinear optics / International conference on lasers, applications and technologies (ICONO/LAT 2007) (28 мая - 1 июня 2007 года, Минск, Беларусь); 2nd international symposium on filamentation (COFIL 2008) (22-25 сентября 2008 года, Париж, Франция); Шестая всероссийская отраслевая научно-техническая конференция «Проблемы создания лазерных систем» (1-3 октября 2008 года, г. Радужный, Владимирская область); 3rd international symposium on filamentation (COFIL 2010) (31 мая - 5 июня 2010 года, о. Крит, Греция).

1.7 Структура и объем работы

Диссертация состоит из шести глав, приложения и списка цитируемой литературы. Объём работы составляет 194 страницы. Список цитируемой литературы содержит 151 наименование.

1.8 Личный вклад автора

Все использованные в диссертации результаты получены автором лично или при его определяющем участии.

2 Краткое содержание работы

Глава 1: Введение

В главе представлен обзор исследований явления филаментации, возникающего при распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в атмосфере. Кратко рассмотрена история исследования явления филаментации лазерных импульсов от момента первых публикаций до наших дней. Обсуждаются основные физические модели, использующиеся для объяснения возникновения филаментов. Рассмотрены приложения филаментации в атмосферной оптике. Обсуждаются фундаментальные и прикладные проблемы, возникающие при исследовании филаментации.

Определены цели и задачи диссертационной работы, сформулированы научная новизна, практическая ценность и защищаемые положения.

Глава 2: Модель филаментации фемтосекундного лазерного импульса в воздухе

В главе представлена модель, которая используется для теоретического описания явления филаментации. Выводится волновое уравнение для медленно меняющейся амплитуды поля лазерного импульса. Формулируется самосогласованная нелинейно-оптическая задача о филаментации лазерного импульса в воздухе. Эта задача может быть представлена системой уравнений, включающей в себя волновое уравнение в приближении метода медленно меняющихся амплитуд для амплитуды поля лазерного импульса А(х,у,г,Ь) и кинетические уравнения, определяющие концентрацию электронов Ые{х, у, г, £), образующихся при ионизации газовых компонент воздуха:

п., дА л „ , , д2А

~дг = ~ ~£Н? +

+

п0

(1 - д)п21 +дп2 [ Н{Ь- ОДО^'

«/ —оо

к0ШР л ; л --- гк0аА,

п0ш0

т т

1

= Яоа(*) [0.22ЛЪ - ,

а = JKк2Tlw о

Ь, , ^

Здесь к0 — волновое число, к2 — коэффициент дисперсии второго порядка, по — линейный показатель преломления воздуха, д = 1/2,1 — интенсивность лазерного импульса, Н(£) — функция запаздывающего отклика при вынужденном комбинационном рассеянии на вращательных переходах молекул воздуха, и2 = е2^/еоте — квадрат плазменной частоты (е, те — заряд и масса электрона, £о — диэлектрическая проницаемость вакуума), — центральная частота лазерного импульса, а — коэффициент поглощения (описывает потери энергии на ионизацию), Л^2 и Аге°2 — плотность электронов при ионизации азота и кислорода — основных газовых компонент воздуха, (/) и -йо2С0 ~ скорости ионизации азота и кислорода, N0 — концентрация нейтральных молекул воздуха, и

Ко2 — порядки ионизации азота и кислорода (количество квантов излучения, необходимых для ионизации соответствующей молекулы).

Также в главе рассматриваются характерные параметры филамента и плазменного канала, встречающиеся при решении задачи о филамента-ции.

Глава 3: Эффективная расчётная схема для задачи фи-ламентации

В разделе 3.1 рассмотрены проблемы, возникающие при численном моделировании задачи о филаментации. Сделанные в этом разделе оценки показывают, что численное решение задачи о филаментации фемто-секундного лазерного импульса в полной постановке требует чрезмерно больших вычислительных затрат. Также в этом разделе дан обзор существующих к настоящему моменту методов, позволяющих сократить вычислительные затраты.

В разделе 3.2 выполняется переход к безразмерным переменным в уравнениях, определяющих задачу о филаментации.

В разделе 3.3 рассмотрен метод расщепления по физическим факторам, обычно применяемый при численном моделировании филаментации. Согласно этому методу решение полной задачи о филаментации лазерного импульса разбивается на последовательность задач, каждая из которых описывает отдельный физический процесс: дифракцию, дисперсию, нелинейный набег фазы за счёт керровской и плазменной нелинейности, а также потери энергии при ионизации. В разделе делается вывод о том, что наибольших вычислительных затрат требует решение краевых задач дифракции и дисперсии.

В разделе 3.4 для сокращения вычислительных затрат предложена оригинальная расчётная схема решения задач дифракции и дисперсии, в основе которой лежит неоднородная расчётная сетка. При этом метод расщепления по физическим факторам был распространён на задачу дифракции, решение которой представляется в виде последовательного решения одномерных задач дифракции вдоль осей х н у. В основу построения эффективной расчётной схемы на неоднородной сетке положен тот факт, что образование филаментов при распространении мощных фемто-секундных лазерных импульсов наиболее вероятно вблизи оси пучка, там где интенсивность светового поля максимальна. В данной работе эта особенность используется для уменьшения количества узлов расчётной сетки в плоскости поперечного сечения. Для этого область изменения каждой из пространственных координат хну разбивается на две подобласти (рисунок 1). В первой из них, расположенной вблизи оси пучка, где интенсивность лазерного импульса максимальна и где наиболее вероятно

Л/ь+1

У1+1 VI

Хк

Хк+1

Рис. 1. Неравномерная расчётная сетка в поперечном сечении импульса при разбиении её на подобласть постоянного шага (закрашенная область) и подобласть нарастающего шага.

появление филаментов с мелкой структурой изменения светового поля, шаг берется малым и постоянным. Во второй области, периферийной, где мала вероятность образования филаментов, шаг монотонно нарастает к периферии пучка. На основе вариационного метода, в разделе построена консервативная расчётная схема на неоднородной расчётной сетке. Дана оценка эффективности полученной расчётной схемы на неоднородной сетке, которая показала, что использование неоднородной сетки в типичной задаче о филаментации позволяет на порядки сократить объем обрабатываемых массивов.

В разделе 3.6 сформулированы основные выводы по третьей главе.

Глава 4: Влияние длины волны лазерного излучения на параметры филаментации

В разделе 4.1 дан обзор состояния исследований по филаментации в воздухе лазерных импульсов с различной длиной волны. На основе этого обзора делается вывод, что известные экспериментальные данные и результаты теоретических исследований слабо согласуются друг с другом и не позволяют установить общие закономерности влияния длины волны фемтосекундного лазерного импульса на процесс его филаментации.

В разделе 4.2 построена частотно-зависимая модель филаментации. В рамках этой модели, на основе аппроксимации экспериментальных данных, предложено аналитическое выражение для зависимости коэффици-

ента кубичной нелинейности П2 от длины волны:

х 10~23м2/Вт, (1)

где длина волны Л измеряется в нанометрах (см. рисунок 2а).

16

6

о

о

200 400 600 800 1000 1200 Длина волны А (нм)

200 400 600 800 1000 1200 Длина волны Л (нм)

Рис. 2. (а) Зависимость коэффициента кубичной нелинейности воздуха П2 от длины волны лазерного импульса Л. Точки — экспериментальные данные, кривая — аппроксимация экспериментальных данных по формуле (1). (б) Зависимость критической мощности самофокусировки Per от длины волны лазерного импульса Л. Зависимость построена с учётом формулы формулы (1) для коэффициента кубичной нелинейности П2-

Коэффициент кубичной нелинейности пг определяет зависимость критической мощности самофокусировки от длины волны излучения (см. рисунок 26): РСГ(А) = ЛсгА2/87гпоГ12(А), где критический параметр нелинейности Rqt — 3.79 для кругового гауссова пучка. Таким образом, увеличение длины волны лазерного импульса ведет к росту критической мощности самофокусировки.

Частотно-зависимая модель филаментации также включает в себя модель для скоростей ионизации газовых компонент воздуха на различной длине волны. Известные экспериментальные данные, полученные при ионизации азота и кислорода фемтосекундными лазерными импульсами на длине волны 800 нм, позволили выбрать для расчёта скоростей ионизации модель Переломова-Попова-Терентьева. При этом, было выдвинуто предположение, что эта модель применима для описания фотоионизации газовых компонент воздуха и на длинах волн, отличных от 800 нм, без изменения её подгоночных параметров (см. рисунок 3).

В разделе 4.3 на основе построенной частотно-зависимой модели проведено численное моделирование филаментации лазерных импульсов с раз-

Азот N2

Кислород Ог

248 им 400 нм 800 нм 1240 нм

'о* ю12

1—1

'—' 109

■-Г 106

103

10

ю-1

108 109 Ю10 ю" Ю12 10" 1014 10'5

Интенсивность I (Вт/см2)

ю8 ю5 ю10 ю" ю'2 ю13 ю14 ю'5

Интенсивность 7 (Вт/см2)

Рис. 3. Скорость ионизации Щ1, А) азота и кислорода в зависимости от интенсивности излучения I для ряда длин волн, построенная по модели Переломова-Попова-Терентьева.

личной длиной волны. Детально рассмотрена пространственно-временная динамика интенсивности и поверхностной плотности энергии в импульсах с различной длиной волны. Показано, что в импульсах с большей длиной волны интенсивность, вследствие рефракции на плазме, образует кольцеобразную структуру с большим характерным размером (см. рисунок 4). Изучено влияние длины волны излучения на пиковые параметры фила-мента и плазменного канала. Полученные результаты свидетельствуют о том, что при увеличении длины волны лазерного импульса пиковые значения поверхностной плотности энергии и интенсивности в филаменте слабо зависят от длины волны; пиковые концентрация электронов в плазменном канале и линейная плотность плазмы падают при увеличении длины волны; радиус филамента и плазменного канала увеличиваются с ростом длины волны. Также, с ростом длины волны, растёт энергия, переносимая филаментом.

В разделе 4.4 дана аналитическая оценка параметров филаментации на основе анализа Джавана-Келли, в основе которого лежит предположение о том, что ограничение роста интенсивности в филаменте происходит при выравнивании абсолютных значений показателя преломления, вызванных керровской и плазменной нелинейностью. Данный анализ даёт хорошее качественное совпадение с результатами численного моделирования и показывает, что концентрация электронов в плазменном канале обратно пропорциональна квадрату длины волны, а радиус филамента прямо пропорционален длине волны лазерного импульса. Количественное

248 нм

Рис. 4. Распредатение интенсивности в центральном временном слое импульсов с различной длиной волны на ряде характерных расстояний вдоль оси распространения 2. Параметры импульсов: энергия IV = 1.67 мДж, длительность то = 100 фс, радиус пучка ао = 1мм, начальная интенсивность 1о = 3 х 1011 Вт/см2. Интенсивность в центральном временном слое на расстоянии г/и для всех импульсов уменьшена в 10 раз.

расхождение результатов анализа Джавана-Келли и численного моделирования объясняется ограниченностью предположения о том, что насыщение интенсивности в филаменте определяется равенством абсолютных приращений показателя преломления за счёт керровской самофокусировки в воздухе и дефокусировки в плазме. Результаты проведённого исследования показали, что это равенство имеет место уже после насыщения интенсивности, которое определяет старт филаментации. При этом, насыщение интенсивности в лазерном импульсе в процессе филаментации происходит вследствие выравнивания кривизны волновых фронтов создаваемых керровской и плазменной нелинейностями. Рост интенсивности прекращается на расстоянии, на котором увеличение оптической силы соответствующей плазменной линзы начинает происходить быстрее, нежели увеличение оптической силы соответствующей самофокусирующей линзы. На основе этих представлений получено аналитическое выражение, которое связывает интенсивность 1щ и радиус Гщ филамента с концен-

трацией электронов ДГ/1' и радиусом плазменного канала гР1:

ы1а

' ¡и

П0П2 г.

Р1

где все величины измеряются в единицах СИ.

В разделе 4.5 представлены результаты оригинальных экспериментальных и теоретических исследований по филаментации в воздухе лазерного импульса хром-форстеритового лазера на длине волны 1240 нм. Экспериментально определены плотность энергии в филаменте хром-форстеритового лазера и его радиус (см. рисунок 5). Поверхностная плотность энергии в филаменте на длине волны 1240 нм достигает величины 0.8Дж/см2, а его радиус приблизительно равен 500 мкм. Полученные результаты совпадают с предсказаниями, следующими из численного моделирования на основе построенной частотно-зависимой модели филаментации. На основе численного моделирования дан сравнительный анализ параметров филамента для излучения хром-форстеритового лазера и титан-сапфирового лазера и сформулирован вывод о преимуществах излучения хром-форстеритового лазера для передачи лазерной энергии на большие расстояния в атмосфере.

В разделе 4.6 сформулированы основные выводы по четвёртой главе.

4.4 мДж

Рис. 5. Распределения поверхностной плотности энергии Р(х,у), зарегистрированные ССБ-камерой на расстояниях г = 3.12 м (а) и 5.92 м (б) при различных энергиях импульса ИЛ Полная длительность импульса 96 фс (по уровню е-1), длина волны 1240 нм. Величина Р(х,у) нормирована на свое пиковое значение Ртах, разное для каждого изображения.

Глава 5: Филаментация импульсов с эллиптическим распределением интенсивности

В разделе 5.1 дан обзор состояния исследований по филаментации импульсов с эллиптическим пространственным распределением интенсивности. Импульс с эллиптическим пространственным распределением интенсивности представляет собой гауссов импульс, у которого распределение интенсивности в плоскости поперечного сечения имеет различные поперечные размеры вдоль осей хя у. Амплитуда поля такого импульса может быть записана в виде

где Aq — начальная амплитуда поля, а и Ъ — размеры полуосей эллиптического сечения, то — начальная длительность импульса.

В разделе 5.2 численно исследована стационарная самофокусировка эллиптических пучков. Определена зависимость критического параметра нелинейности Rcr от эллиптичности пучка. Показано, что с ростом эллиптичности Rcr увеличивается. Критический параметр нелинейности Rcr определяет критическую мощность самофокусировки Рсг = Rcr\'2/8nn0n2. Таким образом, с ростом эллиптичности пучка увеличивается его критическая мощность самофокусировки.

При небольшом превышении начальной мощности эллиптического пучка над критической мощностью самофокусировки, его самофокусировка проходит в режиме осцилляции поперечных размеров. Осцилляции полуосей вызваны конкуренцией дифракции, которая различна вдоль большей и меньшей полуоси эллиптического пучка, и нелинейной рефракции и являются следствием перетекания мощности в плоскости поперечного сечения. При увеличении начальной мощности эллиптического пучка возникают аберрационные искажения его профиля при самофокусировке (см. рисунок 6). В поперечном сечении пучка образуется несколько максимумов интенсивности, конкуренция между которыми приводит к их взаимному подавлению и возникновению новых максимумов.

Дано обобщение известной формулы Марбургера для расстояния самофокусировки Zf на случай эллиптических пучков:

Согласно полученной формуле, расстояние самофокусировки эллиптического пучка с отношением полуосей е — а/Ь первоначального распределения интенсивности зависит от его продольного масштаба £ц = коаЬ

zf =

0.367£и

/До

г = 0 г = Ü.045L|| г = 0.06L)|

z = 0.07£ц — Z z = 0.085£]| z = 0.096£ц

-3-2-1 О 1 2 3-3-2-1 О 1 2 3-3-2-1 О 1 2 3

х/а

Рис. 6. Аберрационная самофокусировка эллиптического пучка с отношением полуосей £ = 5 и мощностью Ро = 25Рсг(е = 5). На рисунке изображены тоновые картины распределения интенсивности I(x,y,z)/Io (/о — начальная интенсивность) в сечении пучка на разных расстояниях z. Расстояние z приводится в единицах продольного масштаба ¿ц = коab (ко — волновое число).

и мощности Ро, отнесенной к критической мощности самофокусировки Рсг(е). Полученное обобщение формулы Марбургера для расстояния самофокусировки на случай эллиптических пучков адекватно воспроизводит результаты численного моделирования.

В разделе 5.3 исследована филаментация импульсов с эллиптическим распределением интенсивности в режимах малой и большой мощности. Показано, что с увеличением отношения полуосей е эллиптического сечения растет расстояние до начала филаментации импульса с постоянной пиковой мощностью и пиковой интенсивностью. Увеличение расстояния до начала филаментации происходит вследствие увеличения критической мощности самофокусировки с ростом отношения полуосей е. Можно ожидать, что применение эллиптического распределения интенсивности позволит эффективно управлять положением старта филамента.

Кроме того, в разделе 5.3 рассмотрена филаментация импульсов с начальными возмущениями на профиле пучка. Показано, что в импульсах с эллиптическим распределением интенсивности формируется картина множественной филаментации, устойчивая к этим начальным возмущениям (см. рисунок 7). В круговом пучке зарождение филаментов в равной степени вероятно по всем направлениям, в то время как в импульсе с эллиптическим распределением филаменты образуются вдоль большей полуоси эллипса.

В разделе 5.4 сформулированы основные выводы по пятой главе.

(а)

(б) (в)

Рис. 7. Распределение плотности энергии F(x, у) в плоскости поперечного сечения импульса {¿с/л/об, y/Väb} на ряде расстояний по оси г: (а) круговой импульс с возмущениями; (б) эллиптический импульс с возмущениями (отношение полуосей е = 3, отношение начальной пиковой мощности к критической Po/PCr{t) — 15); (в) регулярный эллиптический импульс с параметрами такими же как и в случае б). F(x,y) в относительных единицах. Параметры импульса: длительность го = 27 фс; энергия W = 1.6 мДж; радиус кругового распределения а = Ь = 460 мкм; полуоси эллиптического сечения а = 800 мкм, b = 267 мкм; радиус корреляции возмущений гс = 130 мкм, дисперсия возмущений а = 0.01.

Глава 6: Филаментация фазово-модулированного импульса на километровых трассах в турбулентной атмосфере

В разделе 6.1 рассматриваются особенности филаментации мощных фемтосекундных лазерных импульсов на протяжённых атмосферных трассах, где существенно влияние атмосферной турбулентности на развитие множественной филаментации. В среднем, множественная филаментация лазерного импульса проявляется на значительно меньшем расстоянии, чем глобальная самофокусировка всего импульса в целом, что приводит к формированию филаментов на малых, с точки зрения атмосферных приложений, расстояниях. Обсуждается возможность использования импульсов с начальной фазовой модуляцией для смещения области начала филаментации на километровые расстояния. В импульсах с отрицательной начальной фазовой модуляцией первоначально малая интенсивность возрастает в процессе распространения в воздухе вследствие дисперсионного сжатия импульса во временной области. Варьируя начальную фазовую модуляцию импульса, можно изменять его длину компрессии и, тем самым, управлять расстоянием, на котором образуются филаменты.

■ЩВДад» ■ | —>1 оЯщр"

0.15 м

0.25 м

В разделе 6.2 рассмотрена модель филаментации в атмосфере, включающая в себя пространственные флуктуации показателя преломления вызванные атмосферной турбулентностью. Кратко описывается модель атмосферной турбулентности, используемая в задаче о филаментации и модель лазерного импульса с квадратичной фазовой-модуляцией.

В разделе 6.3 аналитически рассмотрен выбор начальных параметров лазерного импульса для получения филамента на заданном расстоянии. Показано, что добиться позиционирования филамента на заданном расстоянии г ¡и можно двумя способами: меняя радиус начального пучка а о и меняя длительность фазово-модулированного импульса тso■ При этом, заданному расстоянию г/ц соответствует пара значений ао и т&о. Оптимизация выбора радиуса коллимированяого пучка и длительность фазово-модулированного импульса для формирования филамента на заданном расстоянии выполнена с помощью простого анализа на основе формулы Марбургера для расстояния самофокусировки и выражения для пиковой мощности фазово-модулированного импульса.

В разделе 6.4 предложен оригинальный полуаналитический метод моделирования филаментации на протяжённых атмосферных трассах. В основе предложенного полуаналитического метода лежит тот факт, что значительную часть начального участка распространения интенсивность в фазово-модулированном импульсе значительно ниже порога ионизации воздуха. Это позволяет всю область вдоль оси распространения разбить на две подобласти: участок префиламенатции, на котором не происходит образование плазмы, и участок филаментации, на котором присутствуют все нелинейно-оптические эффекты. На участке префиламентации амплитуда поля А{х, у, г А) лазерного импульса представляется в мультипликативном виде

А{х, у, г, 4) = Азр(х, у, г)Т(г, £), (2)

где функция Т(г, ¿) описывает изменение с расстоянием г формы импульса во времени и является аналитическим решением линейного уравнения дисперсии в приближении второго порядка:

... дт д2т 2гк0— = -к0к2-^.

Функция Аер(х,у,г) описывает изменение поля в плоскости поперечного сечения импульса. Эволюция функции А8р{х, у, г) на участке префиламентации определяется стационарным волновым уравнением

г)А 9Р 1к2

= А±Лр + —пгЩ = 0)А.Р + пАер, (3)

их п0 п0

где функция п(х, у, г) описывает пространственные флуктуации показателя преломления по вследствие атмосферной турбулентности, а = 0) —

интенсивность в центральном временном слое импульса. Это уравнение получено из полного волнового уравнения, после подстановки в него амплитуды поля А(х, у, г, Ь) в виде (2) и приравнивания нулю члена, описывающего плазменную нелинейность, согласно приближению метода. Решение волнового уравнения (3) находится численно, но только для одного временного слоя импульса. За границей участка префиламентации поле А(х, у, г, ¿) описывается полным волновым уравнением, учитывающим плазменную нелинейность. При этом, начальным условием для него служит амплитуда поля, полученная на границе участка префиламентации. Таким образом, применение полуаналитического метода позволяет на начальном этапе распространения излучения, на участке префиламентации, рассматривать только один временной слой импульса. Изменение временного профиля импульса описывается аналитически в рамках линейной теории дисперсии. Сокращение вычислительных затрат в полуаналитическом методе достигается за счёт того, что на участке префиламентации численное решение осуществляется лишь для одного временного слоя импульса.

Также в разделе 6.4 исследуется систематическая погрешность полуаналитического метода. На основе сравнения временной формы импульса, получающейся при решении полной задачи о филаментации и при применении полуаналитического метода, предложен количественный критерий

(а)

М =»

У *

и

О 345 690 1035 1380 м

(6)

1430

1460

1490

1520

1560 м

и/и

0

Рис. 8. Интенсивность I в центральном временном слое фазово-модулированного импульса с энергией IV = 6 мДж и длительностью та о = 727 фс на ряде характерных расстояний, (а) участок префиламентации, (б) участок филаментации.

точности полуаналитического метода. Предложенный критерий точности позволяет априорно выбирать границу области префиламентации, являющуюся единственным свободным параметром полуаналитического метода.

В разделе 6.5 с помощью предложенного полуаналитического метода исследовано влияние турбулентности на филаментацию фазово-модулированного импульса на протяжённой атмосферной трассе. Показано, что начальная фазовая модуляция мощного фемтосекундного импульса позволяет в несколько раз увеличить расстояние до начала его филаментации в турбулентной атмосфере. При этом, максимальная длина атмосферной трассы, на которой численно рассматривалась полная ЗБ+1 задача о филаментации лазерного импульса превышала 1.5 километра, что в настоящее время является рекордным расстоянием (см. рисунок 8).

В разделе 6.6 сформулированы основные выводы по шестой главе.

Основные результаты

1. Построена частотно-зависимая модель филаментации фемтосекундного лазерного импульса в воздухе, единая для импульсов с различной длиной волны. Предложена аппроксимация зависимости от длины волны коэффициента кубичной нелинейности воздуха. Модель позволяет с единых позиций исследовать влияние длины волны излучения на параметры филамента и плазменного канала.

2. Систематическое исследование влияния длины волны лазерного импульса на параметры филамента и плазменного канала в воздухе показало, что при увеличении длины волны пиковые поверхностная плотность энергии и интенсивность в филаменте слабо зависят от длины волны; пиковые концентрация электронов в плазменном канале и линейная плотность плазмы падают при увеличении длины волны; радиус филамента и плазменного канала увеличиваются с ростом длины волны. Также, с ростом длины волны, растёт энергия, переносимая филаментом.

3. Предложена новая аналитическая оценка пиковых параметров филамента и плазменного канала на основе сравнения кривизны волнового фронта, создаваемой керровской и плазменной нелинейно-стями. На основе этой оценки получено аналитическое выражение, связывающее интенсивность и радиус филамента с концентрацией электронов и радиусом плазменного канала.

4. Эксперимент по филаментации излучения хром-форстеритового лазера с длиной волны 1240 нм позволил определить поверхностную

плотность энергии в филаменте на этой длине волны и его радиус. Поверхностная плотность энергии в филаменте на длине волны 1240 нм достигает величины 0.8 Дж/см2, а его радиус приблизительно равен 500 мкм. С помощью численного моделирования проведен сравнительный анализ параметров филамента для излучения хром-форстеритового и титан-сапфирового лазера. Показано, что излучение хром-форстеритового лазера имеет преимущества для передачи лазерной энергии на большие расстояния в атмосфере.

5. На основе результатов численного моделирования дано обобщение формулы Марбургера для расстояния самофокусировки на случай лазерных пучков с эллиптическим распределением интенсивности. Показана возможность управления расстоянием до старта филамента с помощью импульсов с эллиптическим пространственным распределением интенсивности. Показано, что в импульсах с эллиптическим пространственным распределением интенсивности формируется устойчивая к начальным возмущениям картина множественной филаментации.

6. Разработан оригинальный полуаналитический метод, который позволяет значительно сократить вычислительные затраты при решении задачи о филаментации фазово-модулированных импульсов на протяжённых атмосферных трассах. С помощью этого полуаналитического метода исследована филаментация фазово-модулированных импульсов на атмосферных трассах рекордной длины, превышающей 1.5 километра.

Список публикаций по теме диссертации

Основные результаты диссертационной работы отражены в следующих статьях:

1. В. П. Кандидов, В.Ю. Фёдоров. «Особенности самофокусировки пучков эллиптического сечения». Квантовая Электроника, том 34, № 12, стр. 1163-1168 (2004)

2. В. П. Кандидов, О. Г. Косарева, С. А. Шлёнов, Н. А. Панов, В. Ю. Фёдоров, А. Е. Дормидонов. «Динамическая мелкомасштабная самофокусировка фемтосекундного лазерного импульса». Квантовая Электроника, том 35, № 1, стр. 59-64 (2005)

3. V. Yu. Fedorov, V. Р. Kandidov, O. G. Kosareva, N. Akozbek, M. Scalora, S. L. Chin. «Filamentation of a Femtosecond Laser Pulse with the Initial Beam Ellipticity». Laser Physics, том 16, № 8, стр. 1227-1234 (2006)

4. С. А. Шлёнов, В.Ю. Фёдоров, В. П. Кандидов. «Филаментация фазово-модулированного фемтосекундного лазерного импульса на километровых трассах в турбулентной атмосфере». Оптика атмосферы и океана, том 20, № 4, стр. 308-317 (2007)

5. S. A. Shlenov, V. P. Kandidov, О. G. Kosareva, А. Е. Bezborodov, V. Yu. Fedorov. «Spatio-temporal control of femtosecond laser pulse filamentation in the atmosphere». Proceedings of SPIE, том 6733, 67332M (2007)

6. V. Yu. Fedorov, S. A. Shlenov, V. P. Kandidov. «Filamentation of chirped pulses on long-range atmospheric paths». The European Physical Journal D, том 50, № 2, стр. 1-7 (2008)

7. В. Ю. Фёдоров, В. П. Кандидов. «Нелинейно-оптическая модель воздушной среды в задаче о филаментации фемтосекундных лазерных импульсов различной длины волны». Оптика и Спектроскопия, том 105, № 2, стр. 291-298, (2008)

8. V. Yu. Fedorov, V. P. Kandidov. «Filamentation of laser pulses with different wavelengths in air». Laser Physics, том 18, № 12, стр. 15301538 (2008)

9. M. Б. Агранат, В. П. Кандидов, П. С. Комаров, А. В. Овчинников, В. Ю. Фёдоров. «Филаментация фемтосекундного импульса хром-форстеритового лазера в воздухе». Квантовая электроника, том 9, № 6, стр. 552-559 (2009)

Результаты работы докладывались автором на двенадцати международных конференциях.

Подписано в печать 12.09.2010 Тираж 100 экз. Отпечатано в типографии «ФС ПРИНТ» Москва, ул. Нагорная, д. 3

1 Введение

1.1 Филаментация и филамент.

1.2 История явления.

1.3 Физические модели филамеитации

1.3.1 Модель самоканалирования

1.3.2 Динамическая модель движущихся фокусов.

1.3.3 Модель Х-волн.

1.4 Атмосферные приложения явления филаментации.

1.4.1 Фемтосекундный л и дар.

1.4.2 Флуоресцентная спектроскопия индуцированная филаментацией

1.4.3 Спектроскопия пробоя индуцированного филаментацией

1.4.4 Управление высоковольтным разрядом.

1.4.5 Динамические СВЧ волноводы

1.5 Фундаментальные и прикладные проблемы, возникающие при использовании явления филаментации в приложениях.

1.6 Цели и задачи диссертационной работы

1.7 Научная новизна работы.

1.8 Практическая ценность работы.

1.9 Защищаемые положения.

1.10 Апробация результатов работы

1.11 Личный вклад автора.

2 Модель филаментации фемтосекундного лазерного импульса в воздухе

2.1 Напряжённость электрического поля фемтосекундного лазерного импульса

2.2 Поляризация воздуха, наведённая полем лазерного импульса.

2.3 Зависимость показателя преломления от интенсивности.

2.4 Плотность тока электронов индуцированной лазерной плазмы.

2.5 Уравнение для концентрации свободных электронов лазерной плазмы

2.6 Поглощение энергии при ионизации.

2.7 Волновое уравнение.

2.8 Задача о филаментации лазерного импульса.

2.9 Характерные параметры в задаче о филаментации.

2.9.1 Характерные длины.

2.9.2 Критическая мощность и расстояние самофокусировки.

2.9.3 Параметры филамента и плазменного канала.

3 Эффективная расчётная схема для задачи филаментации

3.1 Проблемы численного счёта.

3.2 Безразмерные переменные.

3.3 Метод расщепления по физическим факторам.

3.4 Эффективная расчётная схема для уравнений дифракции и дисперсии на неоднородной сетке.

3.4.1 Неоднородная сетка.

3.4.2 Вариационный метод для задачи дифракции на неоднородной сетке

3.4.3 Оценка эффективности неоднородной расчётной сетки.

3.5 Расчётная схема для решения уравнения нелинейного набега фазы и поглощения энергии.

3.6 Выводы к главе 3.

4 Влияние длины волны лазерного излучения на параметры филаментации

4.1 Состояние исследований по филаментации лазерных импульсов с различной длиной волны.■.

4.2 Частотно зависимая модель филаментации

4.2.1 Частотная зависимость кубичной восприимчивости.

4.2.2 Фотоионизация на различных длинах волн

4.2.3 Линейные эффекты дифракции и дисперсии.

4.3 Численное моделирование филаментации лазерных импульсов с различной длиной волны.

4.3.1 Постановка задачи.

4.3.2 Пиковые параметры филамента и плазменного канала.

4.3.3 Пространственно-временная динамика интенсивности и поверхностной плотности энергии.

4.3.4 Параметры филамента и плазменного канала.

4.4 Аналитическая оценка параметров филамента и плазменного канала.

4.4.1 Анализ Джавана-Келли.

4.4.2 Анализ параметров филамента и плазменного канала на основе сравнения кривизны волнового фронта создаваемой керровской и плазменной нелинейностями.

4.5 Эксперимент по фи ламентации импульса хром-форстеритового лазера в воздухе.

4.5.1 Экспериментальная установка.

4.5.2 Особенности регистрации инфракрасного филамента, созданного излучением на длине волны 1240 нм.

4.5.3 Результаты эксперимента.

4.5.4 Теоретический анализ экспериментальных данных.

4.5.5 Сравнение параметров филамента, образованного излучением хром-форстеритового и титан-сапфирового лазеров.

4.6 Выводы к главе

5 Филаментация импульсов с эллиптическим распределением интенсивности

5.1 Состояние исследований по филаментации импульсов с эллиптическим распределением интенсивности

5.2 Стационарная самофокусировка эллиптических пучков.

5.2.1 Состояние исследований по самофокусировке эллиптических пучков

5.2.2 Формулировка задачи о стационарной самофокусировке пучков эллиптического сечения.

5.2.3 Критический параметр нелинейности.

5.2.4 Осцилляции поперечных размеров пучка и потоки мощности

5.2.5 Аберрационная самофокусировка.

5.2.6 Обобщённая формула Марбургера для расстояния самофокусировки

5.3 Филаментация импульсов с эллиптическим распределением интенсивности

5.3.1 Формулировка задачи о филаментации импульсов с эллиптическим распределением интенсивности.

5.3.2 Управление расстоянием до старта филамента

5.3.3 Режим одного филамента.

5.3.4 Множественная филаментация.

5.3.5 Устойчивость к начальным возмущениям интенсивности.

5.4 Выводы к главе

6 Филаментация фазово-модулированного импульса на километровых трассах в турбулентной атмосфере

6.1 Особенности филаментации мощных фемтосекундных лазерных импульсов на протяжённых атмосферных трассах.

6.2 Модель филаментации фазово-модулированного импульса на протяжённой атмосферной трассе.

6.3 Оптимизация параметров лазерного импульса для получения филамента на заданном расстоянии.

6.4 Полуаналитический метод моделирования филаментации на протяжённых атмосферных трассах.

6.4.1 Формулировка полуаналитического метода.

6.4.2 Анализ систематической погрешности полуаналитического метода

6.4.3 Количественный критерий точности полуаналитического метода

6.5 Влияние турбулентности на филаментацию фазово-модулированного импульса на протяженной атмосферной трассе.

6.6 Выводы к главе

А Калибровка отклика CCD-камеры

В Определение пиковой поверхностной плотности энергии

С Определение радиуса филамента в эксперименте

В главе представлен обзор исследований явления филаментации, возникающего при распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в атмосфере. Кратко рассмотрена история исследования явления филаментации лазерных импульсов от момента первых публикаций до наших дней. Обсуждаются основные физические модели, использующиеся для объяснения возникновения филаментов. Рассмотрены прилоэ/сения филаментации в атмосферной оптике. Обсуждаются фундаментальные и прикладные проблемы, возникающие при исследовании филаментации. Определены цели и задачи диссертационной работы, сформулированы научная новизна, практическая ценность и защищаемые положения.

1.1 Филаментация и филамент

В начале 90-х годов прошлого века были достигнуты значительные успехи в области создания лазерных установок, способных генерировать импульсы тераваттной мощности с длительностью менее 100 фс. Сочетание высокой мощности и короткой длительности в таких импульсах позволило наблюдать при их распространении в прозрачных средах ряд интересных нелинейно-оптических эффектов, совокупность которых объединяют в понятие явления филаментации. Исследования по распространению мощных сверхкоротких лазерных импульсов в прозрачных средах проводились и ранее. Однако появление коммерчески доступных лазерных установок с импульсами тераваттной мощности и фемтосекундной длительности вызвало всплеск интереса к данной проблеме. С тех пор достигнут значительный прогресс в понимании физических процессов, сопровождающих филаментацию мощных сверхкоротких лазерных импульсов в газах и конденсированных средах. В настоящее время существует ряд обзорных работ, авторы которых пытаются собрать воедино и упорядочить накопившиеся при теоретическом и экспериментальном исследовании проблемы филаментации данные [1-4].

Настоящая диссертационная работа посвящена филаментации мощных фемтосекунд-ных лазерных импульсов в атмосфере. В связи с этим, описание явления филаментации будет дано на примере лазерных импульсов тераваттной мощности и фемтосекундной длительности распространяющихся в атмосферном воздухе.

На выходе из лазерной установки интенсивность в мощном фемтосекундном лазерном импульсе составляет порядка Ю10-10п Вт/см2. В процессе линейного распространения интенсивность в таком импульсе должна падать вследствие дифракции и дисперсии. Однако в эксперименте обнаруживается противоположный тренд: интенсивность в импульсе увеличивается вместо того чтобы падать. Она достигает величин, достаточных для образования микро повреждений на поверхности оптических зеркал, расположенных на расстоянии в несколько десятков метров от лазера. Те же зеркала, будучи установленными непосредственно вблизи выхода из лазерной системы, остаются неповрежденными. Рост интенсивности в импульсе в процессе его распространения свидетельствует о присутствии нелинейного процесса. Этим нелинейным процессом является самофокусировка.

Для визуализации распределения интенсивности в лазерном импульсе можно использовать фотобумагу. На фотобумаге, регистрирующей импульс непосредственно после выхода из лазерной системы, наблюдается равномерное почернение, повторяющее по форме профиль пучка. Однако на фотобумаге, установленной на некотором расстоянии от лазера, можно видеть характерное изображение, пример которого приведён на рисунке 1.1. Вблизи центра пучка можно видеть сильное почернение фотобумаги, которое свидетельствует о том, что интенсивность в этой части пучка значительно увеличилась. В экспериментах наличие этого почернения наблюдается на протяжении нескольких десятков метров вдоль оси распространения импульса. Это свидетельствует о том, что лазерный пучок остаётся сфокусированным на протяжении достаточно большого расстояния. Такой тип распространения лазерного импульса был назван фи ламентацией.

Рис. 1.1. Изображение полученное с помощью фотобумаги, установленной на пути распространения в воздухе мощного фемтосекундного лазерного импульса. Обратите внимание на интенсивное почернение в центре изображения. Похожие изображения получаются при перемещении фотобумаги вдоль оси распространения импульса. Фотография взята из работы [5].

Высокая интенсивность в лазерном импульсе в процессе филаментации сохраняется на значительных расстояниях. В работе [6] филаментация лазерного импульса наблюдалась на горизонтальных трассах превышающих 2 км. Эксперименты на вертикальных трассах свидетельствуют о филаментации лазерного импульса на ещё больших расстояниях (см. рисунок 1.2).

Рис. 1.2. Вертикальное распространение в атмосфере мощного фемтосекундного лазерного импульса (пиковая мощность 5ТВт, длина волны 800 нм): сигнал обратного рассеяния получен с помощью телескопа с апертурой размером 2 м. На рисунке можно различить область сильного рассеяния на частицах аэрозоля находящихся в облаке на высоте 9 км. Фотография взята из обзора [2].

Интенсивность, при филаментации в атмосфере, достигает 1013-1014 Вт/см2. Такой интенсивности оказывается достаточно для ионизации молекул газовых компонент воздуха. На рисунке 1.3 представлено изображение тонкой прерывистой линии, полученное с помощью ICCD-камеры (Intensified CCD), установленной сбоку от оси распространения импульса. Спектроскопический анализ излучения этой линии показал, что его основным источником является флуоресценция молекул азота — основной составляющей воздуха вследствие рекомбинации лазерной плазмы.

При рассмотрении явления филаментации используют термин «филамент», под которым обычно понимают тот участок вдоль оси распространения, при прохождении которого лазерный импульс образует плазменный канал [7].

Физические процессы, приводящие к образованию филаментов в воздухе, в настоящий момент достаточно хорошо изучены. При филаментации мощного фемтосекундного лазерного импульса на него оказывают влияние множество физических процессов. Однако за образование филамента отвечают, в основном, два нелинейно-оптических эффекта. Первый из них — это оптический эффект Керра, который приводит к самофокусировке. Второй — это ионизация газовых компонент воздуха, которая развивается по достижении порога ионизации при увеличении интенсивности лазерного импульса вследствие самофокусировки. Уменьшение локального показателя преломления в наведённой лазерной плазме приводит к дефокусировке излучения. Динамический баланс керровской самоlaser <

I-1-1——i-1-1-1-1-1-1-1

4.5 4 3.5 3 25 2

Distance from lens (meters)

Рис. 1.3. Изображение зарегистрированное ЮСБ-камерой установленной сбоку от оси распространения импульса. Черные области образованы флуоресценцией молекул азота, входящих в состав воздуха. Изображение представляет собой след прошедшего в воздухе импульса титан-сапфирового лазера (длина волны 800 нм, энергия 13 мДж, полная длительность по половине высоты 45 фс) сфокусированного в воздух линзой (фокусное расстояние 5 м). Диаметр наблюдаемой на изображении нити составляет порядка 100 мкм. Рисунок взят из работы [5]. фокусировки и дефокусировки в наведённой лазерной плазме приводит к образованию протяжённого филамента. Этот процесс схематически изображён на рисунке 1.4. Вследствие самофокусировки, интенсивность лазерного импульса растёт, а высокоинтенсивная центральная часть лазерного пучка коллапсирует. Вблизи точки коллапса образуется лазерная плазма, которая дефокусирует центральную часть пучка. После дефокусировки в плазме, импульс может содержать достаточно мощности, чтобы сфокусироваться ещё раз и образовать новый плазменный очаг. При этом говорят, что импульс испытал рефокусировку. Повторяющиеся друг за другом циклы рефокусировки формируют наблюдающуюся в эксперименте прерывистую линию, состоящую из очагов плазмы (см. рисунок 1.3).

Рис. 1.4. Схематическое изображение циклов рефокусировки, которые испытывает высокоинтенсивная центральная часть пучка. Длина филамента определяется расстоянием, на котором присутствуют эти циклы. Сплошные линии соответствуют радиусу высокоинтенсивной центральной части; пунктирные линии соответствуют среднеквадратичному радиусу всего пучка в целом.

Филаментация сопровождается значительным уширением спектра импульса, которое возникает вследствие сильного искажения временной формы импульса. За уширение спектра импульса ответственны несколько эффектов: самомодуляция фазы, самоукру-чение волнового фронта импульса и рефракция на образующейся плазме. В частности, обострение задней части импульса во временной области происходит за счёт самоукруче-ния волнового фронта и взаимодействия с плазмой. При этом, спектр импульса уширяется как в коротковолновую область, так и в длинноволновую (см. рисунок 1.5). В итоге, если непосредственно после выхода из лазерной системы спектр импульса был локализован, например, вблизи 800 нм, то в процессе филаментации он значительно уширяется, перекрывая весь видимый диапазон длин волн. При этом говорят о генерации суперконтинуума или белого света.

Wavelength (nm)

Рис. 1.5. Спектр фемтосекундного лазерного импульса (длина волны 800 нм, длительность 70 фс, мощность ЗТВт) после 10 м распространения в воздухе. Резкий спад в области от 800 до 900 нм вызван падением чувствительности измеряющей аппаратуры в этой области спектра [8]. Рисунок взят из обзора [2].

В коротковолновой области спектра суперконтинуум может достигать длины волны 230 нм [9|. Уширение спектра суперконтинуума в длинноволновую область наблюдалось вплоть до длин волн 4.5 мкм [8].

Эффективность преобразования в суперконтинуум в коллимированном пучке составляет порядка одной десятой процента от начальной энергии импульса. Однако в сфокусированных пучках в суперконтинуум может преобразовываться уже значительная часть энергии импульса.

При филаментации различные спектральные компоненты образующегося суперконтинуума идут под различными углами к оси распространения импульса. На экране, установленном на расстоянии нескольких десятков метров от выходной апертуры лазерной системы, можно видеть яркую белую точку, окруженная цветными кольцами (рисунок

1.6). При этом коротковолновые компоненты спектра (синяя область спектра) распространяются под большими углами, нежели длинноволновые (красная область спектра). Сильная модификация пространственного спектра первоначально коллимированпого лазерного пучка, при котором различные компоненты спектра суперконтинуума распространяются под различными углами, получила называние конической эмиссии. Согласно последним представлениям, формирование частотно-углового спектра конической эмиссии можно интерпретировать как интерференцию волн, излучаемых различными частями филамента [10]. а) (б) (в)

Рис. 1.6. Картина, образующаяся на экране, установленном на пути импульса титан-сапфирового лазера (длина волны 800 нм) при его распространении в воздухе, а) Рисунок из работы [11]. Расстояние до экрана 30м. Диаметр зеленого кольца 10см. Параметры импульса: длительность 150 фс, энергия 4-8 мДж, диаметр 30 мм. б) Рисунок из работы [5]. Расстояние до экрана 25м. Параметры импульса: длительность 45фс, энергия 5мДж. в) Изображение из работы [12]. Параметры импульса: длительность 100 фс, мощность ЗТВт, диаметр Зсм (по уровню е-2). При распространении в воздухе, импульс превращается в импульс белого света. Обратите внимание на центральное белое пятно и обрамляющие его радужные цветные кольца — красные (большие длины волн) вблизи центра, зеленые и синие (короткие длины волн) на периферии.

Если начальная пиковая мощность в импульсе высока и составляет несколько десятков тераватт, то филаментация сопровождается распадом импульса на большое число филаментов (см. рисунок 1.7). Расположение этих филаментов в пространстве (как в поперечном сечении пучка, так и вдоль оси распространения) является хаотическим и меняется от импульса к импульсу. Процесс образования многих филаментов в мощных импульсах получил название множественной филаментации. Причиной множественной фи-ламентации является модуляционная неустойчивость сильного ноля лазерного импульса. При этом центрами зарождения филаментов служат неизбежные начальные возмущения на профиле пучка, а также возмущения, вызванные случайными флуктуациями показателя преломления воздуха вследствие турбулентности [13 15]. Сценарий развития множественной филаментации исследовался в работах [16,17].

В заключение отметим, что характеристики отдельного филамента достаточно стабильны и в основном определяются длиной волны лазерного излучения и оптическими

1 сгп

ГР

Рис. 1.7. Изображение импульса большой мощности полученное на фотобумаге, установленной на расстоянии 50 м от выхода из лазерной установки на открытой атмосферной трассе [6]. В эксперименте использовался чирпированный импульс титан-сапфирового лазера (длина волны 800 нм) с длительностью 1.2 пс и большой энергией (вплоть до 190 мДж). Диаметр пучка составлял 34 мм. свойствами среды. Количественные характеристики филамента, получающегося вследствие распространения в воздухе импульса титан-сапфирового лазера (длина волны 800 нм), следующие: диаметр филамента приблизительно равен 100мкм [11,18,19]; пиковая интенсивность в филаменте составляет около 5 х 1013 Вт/см2 [20,21]; концентрация свободных электронов в индуцированной лазерной плазме 1014-1016 см-3; диаметр плазменного канала около 50 мкм, его удельное сопротивление оценивается равным 1 Ом-см; характерное время рекомбинации плазмы от 1нс до 1 мкс [22-27]. В филаменте локализуется порядка 8-10% энергии лазерного импульса [19]. В атмосферном воздухе длина филамента на горизонтальной трассе может превышать 100 м [6,28,29]. На вертикальных атмосферных трассах сигнал обратного рассеяния излучения суперконтинуума принимался с высот вплоть до 20 км [8,30-32]. Протяженность филамента и плазменного канала в воздухе определяется потерями энергии при фотоионизации, которые невелики. Из лидарных измерений [33] получена оценка для коэффициента ослабления энергии импульса при филаментации в воздухе. Коэффициент ослабления составил от 1.2 х 10~3 до 7.7 х 10~3 м-1. Ширина спектра генерируемого при филаментации суперконтинуума лежит в пределах от 230нм до 4.5 мкм [8,9].

1.2 История явления

По-видимому, первое сообщение об экспериментальном наблюдении проявления филаментации было сделано в 1964 году Хершером (НегсЬег) [34]. В своей работе Хершер обсуждает различные типы повреждений стёкол оптических элементов, используемых

I 13 при создании мощных лазеров. Среди прочего отмечается интересная особенность общая для всех повреждений — наличие в следе лазерного импульса тонкой линии повреждённого стекла. Однако авторы честно признаются, что не могут удовлетворительно объяснить природу этого явления.

Первый эксперимент, в котором авторы смогли зарегистрировать филаменты и объяснить их природу был выполнен в 1965 году Пилипецким [35]. В этом эксперименте лазерный импульс фокусировался в кювету с органическими жидкостями. Наблюдаемые светящиеся нити филаментов авторы работы объяснили самофокусировкой световых пучков. При этом были использованы результаты опубликованных к этому моменту теоретических работ [36], где было высказано предположение о существовании волно-водного режима распространения лазерного импульса, и [37], где была получена оценка критической мощности самофокусировки, определяющей порог наблюдаемого явления.

Об уширении спектра лазерного импульса при филаментации в жидкостях было доложено ещё в начале 1970-х [38]. Тогда же было продемонстрировано ограничении лазерной интенсивности при самофокусировке в стекле [39].

В воздухе самофокусировка впервые наблюдалась в работе 1968 года [40] для сфокусированного пучка и в работе 1969 года [41] для коллимированного пучка.

Что же нового привнесли фемтосекундные технологии начала 1990-х? Поскольку фем-тосекундные лазерные импульсы являются очень короткими, режим их распространения в прозрачных средах значительно отличается от режима распространения более длинных импульсов, наблюдаемого в предыдущие десятилетия. При нормальных атмосферных условиях время термализации поглощенной энергии в воздухе много меньше длительности лазерных импульсов доступных в 1960-х и 1970-х годах. При распространении лазерных импульсов тех лет доминирующими были эффекты самовоздействия, обусловленные изменением показателя преломления за счёт изменения температуры и давления, которые скрывали многие интересные особенности филаментации. Энергетический порог возникновения этих эффектов много меньше чем керровской самофокусировки [42], являющейся одним из основных эффектов в процессе филаментации. Низкопороговые эффекты ветровой рефракции, электрострикции, просветления аэрозоля, рефракции на индуцированной звуковой волне и оптического пробоя подавляют влияние керровской самофокусировки и вызывают делокализацшо энергии излучения длительностью более 10~6 с при его распространении в воздухе. За время длительности фемтосекундных лазерных импульсов эти эффекты не успевают проявиться. Основными эффектами, влияющими на распространение таких коротких импульсов, являются кубичная нелинейность воздуха и нелинейность наведенной лазерной плазмы. Таким образом, исследование филаментации в чистом виде, не подавляемой сторонними эффектами, стало возможными лишь при появлении источников лазерных импульсов фемтосекундной длительности.

Кроме того, одним из необходимых требований возникновения филаментации является превышение мощности лазерного импульса критической мощности самофокусировки. До начал 1990-х годов самыми мощными были СОг лазеры с длиной волны 10.6 мкм и лазеры на неодимовом стекле с длиной волны 1.06 мкм. Критическая мощность самофокусировки падает при уменьшении длины волны лазерного излучения. Так, например, при переходе от СОг лазера к лазеру на титан-сапфире с длиной волны 800 нм критическая мощность самофокусировки падает на два порядка, а при переходе от лазера на неодимовом стекле к титан-сапфировому почти в 2 раза. Это является ещё одной причиной, почему эксперименты по филаментации стали доступными лишь в начале 1990-х вместе с появлением коммерческих титан-сапфировых лазеров гига и тераваттной мощности.

Первые эксперименты по филаментации фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе были выполнены в середине 90-х годов прошлого века [11,18,19]. В них наблюдались филаменты длиной до 100 м. Вокруг филамента регистрировали цветные кольца конической эмиссии; были измерены параметры излучения суперконтинуума.

В настоящее время ежегодно выходят десятки работ, посвященных явлению филаментации. Филаменты рассматриваются как перспективные источники излучения для многих оптических приложений, среди которых широкополосное зондирование атмосферы, спектроскопия удаленных твердотельных мишеней, управляемый газовый разряд, создание виртуальных волноводов для СВЧ излучения и другие.