Формирование и характеристики плазменных каналов при филаментации фемтосекундного лазерного излучения в воздухе

• Автор: Дергачев, Александр Александрович
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2014
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 146 с. : ил.

Оглавление
1. Введение

1.1. Явление филаментации

1.2. Практические приложения филаментации

1.3. Измерения плазменных каналов в воздухе

1.4. Филаментации излучения УФ диапазона

1.5. Филаментации на протяженных трассах в атмосфере

1.6. Взаимодействие филаментов

1.7. Филаментации сфокусированного излучения

1.8. Цели и задачи диссертационной работы

1.9. Научная новизна работы

1.10. Практическая ценность работы
1.11. Защищаемые положения
1.12. Апробация результатов работы
1.13. Личный вклад автора
2. Математическая модель явления филаментации фемтосекундных лазерных импульсов
2.1. Уравнение для медленно меняющейся комплексной амплитуды светового поля .
2.2. Уравнение для концентрации свободных электронов в самонавсдешюй лазерной плазме
2.3. Постановка задачи филаментации
2.4. Количественные характеристики атмосферного воздуха
2.5. Численные методы решения задачи филаментации
2.6. Параллельные алгоритмы решения задачи филаментации
2.7. Тестирование программного кода
3. Филаментации сфокусированного излучения ИК и УФ диапазонов в воздухе
3.1. Филаментации в сфокусированных пучках
3.2. Влияние фокусировки на филаментацию лазерных импульсов с гауссовым профилем пучка
3.3. Экспериментальные результаты измерений плазменных каналов

3.4. Влияние динамической кривизны волнового фронта на параметры филаментации
3.5. Влияние астигматизма начального пучка на параметры филаментации
3.6. Выводы по главе
4. Филаментации фемтосекундного лазерного излучения на протяженных атмосферных трассах
4.1. Особенности филаментации на протяженных трассах
4.2. Продольные смещения нелинейного фокуса и вероятность филаментации в турбулентной среде
4.3. Влияние турбулентности на филаментацию пучков разных размеров
4.4. Характерная мощность для развития режима множественной филаментации
4.5. Множественная филаментации в широких пучках
4.6. Выводы по главе
5. Плазменные каналы и филаменты при взаимодействии скрещенных пучков лазерного излучения
5.1. Взаимодействие филаментов в воздухе
5.2. Взаимодействие филаментов в сапфире
5.3. Филаментации взаимодействующих пучков с вихревым фазовым фронтом
5.4. Выводы по главе
Заключение
Список публикаций по теме диссертации
Благодарности
Литература

Глава 1 Введение
В главе представлен краткий обзор исследований филаментации фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе, включая протяженные атмосферные трассы, и рассмотрены ее основные приложения. Определены цели и задачи диссертационной работы, сформулированы ее научная новизна и практическая ценность, приведены защищаемые положения.
1.1. Явление филаментации
Распространение мощных фемтосекундных лазерных импульсов в прозрачных диэлектриках приводит к пространственно-временной локализации энергии импульса, которая сохраняется на больших расстояниях вдоль направления распространения излучения. Эта протяженная выеокоэнергетичная структура в лазерном импульсе получила название филамент.
Первое экспериментальное наблюдение явления филаментации датируется 1965 годом [1]. Авторы наблюдали образование тонкой светящейся нити при распространении лазерного излучения в кювете с органическими жидкостями. В теоретической работе [2] было определено поперечное распределение энергии в стационарном пучке в филаменте, который получил название моды Таунса. Там же была получена оценка критической мощности самофокусировки. Стационарное самоканалированис пучка в срсдс с кубической нелинейностью было рассчитано в работах [3,4] на основе уравнения для медленно меняющейся комплексной амплитуды светового поля.
Развитие лазерных технологий привело к созданию фемтосекундных лазеров в начале 1990-х годов. Это дало возможность использовать лазерное излучение длительностью 100 фс и мепее с высокой пиковой мощностью (до нескольких ТВт), что позволило наблюдать филаментацию в газах. При экспериментальных исследованиях филаментации в качестве лазерного источника, в основном, используются титан-сапфировые лазерные системы, поэтому большинство результатов относятся к длине волны 800 нм.
Первое наблюдение филамента в воздухе относится к 1995 году [5]. При увеличении энергии коллимированного 200-фс лазерного импульса, начиная от 1мДж вплоть до 50мДж, авторы наблюдали квазилинейный режим распространения (без формирования филамента), одиночную филаментацию (при превышении пиковой мощности ЮГВт), а также множе-
атомным остатком. Кроме того, предполагается, что ионизация происходит в поле плоской монохроматической волны, а атом предполагается водородонодобным. Модель также содержит параметр Я4, равный заряду остаточного иона после отрыва электрона. Используя этот параметр как подгоночный и приписывая ему дробные значения, можно добиться количественного согласия скорости ионизации молекул, не обладающих сферической симметрией. В [149] на основе экспериментальных измерений с использование излучения ТгйаррЫге лазера (длина волны 800 нм) были получены оценки эффективного заряда остаточного иона молекул кислорода (Я4 = 0.53) и азота (Я4 = 0.9). Модель ППТ использовалась в качестве единой модели, пригодной для всего диапазона интенсивностей при филаментации излучения ближнего ИК диапазона.
При филаментации в воздухе излучения ультрафиолетового диапазона характерные интенсивности существенно меньше, параметр Келдыша всегда значительно больше 1, и допустимо использование многофотонного приближения
Л(1) = о!к, (2.51)
где / — интенсивность лазерного излучения, К — порядок миогофотонности (2.39), а а — сечение процесса фотоионизации, характеризующее вероятность отдельного акта отрыва электрона.
2.2.2. Динамика концентрации электронов
При достаточно большой интенсивности лазерного излучения I оторванные в процессе фотоионизации электроны могут накопить кинетическую энергию, достаточную для ударной ионизации нейтрала при столкновении. Частота ударной ионизации в приближении ис -С ю0 равна [10]
4тге2 £/
где ас = „——сечение обратного тормозного поглощения, ис — частота столкновений
теШд спо электрон-нейтрал.
Кроме того, помимо процесса отрыва электронов вследствие полевой или ударной ионизации, будут идти и обратные процессы релаксации, приводящие к уменьшению концентрации электронов. В газовых средах это процесс рекомбинации электронов и ионов с образованием нейтральной молекулы (и, возможно, ее последующей диссоциации) и процесс налипания электронов к нейтралам с образованием отрицательно заряженного иона (при этом подвижность заряда падает на несколько порядков). Скорость релаксации пропорциональна концентрации электронов в степени L, называемой степенью процесса рекомбинации.
Окончательно, уравнение динамики концентрации свободных электронов записывается в виде
dNfT’T) = Rim r))(N0 - Ne(r, г)) + v,Ne(r, т) - 0NeL(r, т). (2.53)
Для развития электронной лавины необходимо, чтобы время между актами ударной иони-