Экспериментальное и теоретическое исследование нелинейного взаимодействия мощного фемтосекундного лазерного излучения с газами и плазмой в диэлектрических капиллярах

• Автор: Карташов, Даниил Валерьевич
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 151 с. : ил.

ГЛАВА 1. ЭВОЛЮЦИОННОЕ УРАВНЕНИЕ ДЛЯ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО
ПОЛЯ В ИМПУЛЬСЕ С ПРОИЗВОЛЬНОЙ ШИРИНОЙ СПЕКТРА,
РАСПРОСТРАНЯЮЩЕГОСЯ В ГАЗОНАПОЛНЕННОМ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОМ КАПИЛЛЯРЕ
ГЛАВА 2. САМОВОЗДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО
ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА КЕРРОВСКОЙ НЕЛИНЕЙНОСТИ. ВОЛНОВЫЕ СТРУКТУРЫ В СРЕДАХ С ПЛАЗМЕННЫМ
ЗАКОНОМ ДИСПЕРСИИ
§2.1. Редуцированное волновое уравнение для задачи самовоздействия
лазерных импульсов в газе,
§ 2.2. Солитоны циркулярно поляризованного поля
§ 2.3. Солитоны линейно поляризованного поля
§ 2.4. Влияние высокочастотной дисперсии на солитоны предельно
короткой длительности.
§ 2.5. Компрессия лазерных импульсов в режиме аномальной зависимости 38 дисперсии групповой скорости от частоты.
Заключение
ГЛАВА 3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ТРАНСФОРМАЦИИ СПЕКТРА И КОМПРЕССИИ МОЩНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ПРИ
ИОНИЗАЦИИ ГАЗА В ГАЗОНАПОЛНЕННЫХ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ КАПИЛЛЯРАХ
§3.1. Численное моделирование
§ 3.2. Схема эксперимента
§ 3.3. Эффективность прохождения излучения через капилляр
Пространственная структура интенсивности выходного излучения и структура спектра выходного излучения.
§ 3.4. Компрессия выходного излучения при распространении в среде с 82 нормальным законом дисперсии.
Заключение

ГЛАВА 4. ЭКСПЕРИМЕН ТАЛЬНОЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВ АНИЕ
УСИЛЕНИЯ МОЩНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО
ИЗЛУЧЕНИЯ ПРИ ОБРАТНОМ РАМАНОВСКОМ РАССЕЯНИИ В ПЛАЗМЕ.
§4.1 Схема эксперимента
§ 4.2 Результа гы эксперимента
§ 4.3 Уравнения обратного рамановского рассеяния в плазме для
импульсов с большой шириной спетра и частотной модуляцией.
§ 4.4 Линейный режим рассеяния. Влияние частотной модуляции накачки 106 и пространственной неоднородности плазмы на процесс обратного рамановского рассеяния.
§ 4.5 Влияние эффекта опрокидывания плазменной волны на процесс
обратного рамановского рассеяния.
§ 4.6 Спектральные характеристики усиленного импульса
§ 4.7 Об еще одном возможном механизме усиления мощного лазерного 123 излучения в плазме.
Заключение
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА
ПРИЛОЖЕНИЯ

Создание в середине восьмидесятых годов фемтосекундных лазерных генераторов и развитие техники усиления частотно-модулированных лазерных импульсов [1, 2] произвело, без преувеличения, революцию не только в лазерной физике, но и в современной физике в целом. Благодаря ультракороткой длительности генерируемого лазерного излучения, при относительно небольшом уровне энергии, содержащейся в лазерном импульсе, стало возможным достигать беспрецендентно больших мощностей лазерных импульсов - тераватгного и петаваттного уровня, и плотностей потока световой энергии - до 10" Вт/см2 [3]. Напряженности электрического поля, достигаемые при этом в сфокусированном лазерном пучке, оказываются порядка или даже многократно превосходят характерное электрическое поле, определяющее связанное состояние вещества. В результате взаимодействие такого излучения с веществом, вне зависимости от его агрегатного состояния, приводит к образованию плазмы. В процессе дальнейшего взаимодействия образовавшейся в результате ионизации вещества плазмы с излучением, заряженные частицы в сверхсильном лазерном поле могут достигать ультрарелятивистских энергий движения. Поэтому создание тераватгных лазерных комплексов привело к
# появлению новой области физики - физики сверхсильных оптических полей, которая
тесно связана с физикой плазмы и физикой высоких энергий. Взаимодействие сверхмощного лазерного излучения с веществом успешно используется сегодня для решения широкого круга фундаментальных и прикладных проблем физики: создания сверхдальних лидаров и нелинейной спектроскопии атмосферы, когерентных источников излучения в рентгеновском диапазоне длин волн, управляемого термоядерного синтеза, ускорения частиц и формирования высокоэнергичных потоков заряженных частиц и даже лабораторного моделирования астрофизических процессов [2,4].
Одной из ключевых проблем физики сверхсильных полей является проблема V генерации, усиления и компрессии ультракоротких лазерных импульсов. На этом пти
в настоящее время уже достигнуты значительные успехи. Для генерации фемтосекундных лазерных импульсов предельно короткой длительности разработана схема компрессии, основанная на нелинейной фазовой самомолуляцпи спектра
Система уравнений (3.7; решалась численно с учетом поправочных коэффициентов в выражении для вероятности ионизации газа из Таблицы 1 и величиной керровской нелинейной добавки к показателю преломления пг из работы [95]. 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. На рис.3.1- 3.4 представлены временная и спектральная картины изменений поля, а также временные профили изменения концентраций ионов с различной кратностью заряда на входе и выходе капилляра. Расист проводился для капилляра диаметром 100 мкм и длиной 20 см (примерно 40 рэ.теевски/ длин при оптимальном согласовании входного пучка с фундаментальной модой, см. Дополнение), заполненного аргоном при давлении 1 Topp. Эти параметры являются характерными для наших экспериментов, результаты которых составляют вторую часть настоящей главы, и позволяют с запасом удовлетворить условию одномодового распространения (3.1) даже при кратности ионизации аргона до К= 3. В определенном смысле они близки к оптимальным, поскольку потери излучения в капилляре вследствие утечки на стенках не слишком велики (около 40%), а давление не слишком низкое, так что можно наблюдать значительные изменения параметров поля на относительно небольшой трассе. Начальное распределение поля задавалось в виде Еа/cosh -импульса длительностью 85 фс на длине волны 0.795 мкм (частота 0.056 в атомных единицах). Рис.3.1 соответствует случаю, когда начальная амплитуда поля составляет 0.12 (интенсивность 4.3-1014 Вт/см2 в размерных единицах) и 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 (рис.3.2). С увеличением амплитуды поля картина меняется существенно. На рис. 3.3, 3.4 представлены результаты для начальной амплитуды 0.2 (интенсивность 1.2-Ю15 Вт/см2 в размерных единицах).