Распространение лазерных импульсов тераваттной мощности в заранее сформированных плазменных каналах

4.2 Формирование плазменного канала и его свойства.

4.3 Экспериментальная установка и результаты.

4.4 Эффекты, связанные с ионизацией в объеме нейтрального газа .

4.5 Заключение.

Глава 4: Литература. V.

Иллюстрации к главе 4.:.

Глава 5 — Вынужденное ионизацией сокращение длительности. импульса и задержка фемтосекундных лазерных импульсов высокой интенсивности.

5.1 Введение.

5.2 Экспериментальные результаты.

5.3 Обсуждение результатов.

5.4 Численное моделирование.

5.5 Заключение.

Глава 5: Литература.

Иллюстрации к главе 5.

Глава 6 — Волноводное распространение интенсивных фемтосекундных. 136 лазерных импульсов в плазменных каналах сформированных в удлиненной газовой струе.

6.1 Введение. 136.

6.2 Описание экспериментальной установки и удлиненной газовой.137 струи.

6.3 Экспериментальные результаты.139.

6.4 Заключение. 143.

Глава 6: Литература. 145.

Иллюстрации к главе 6. 146.

Глава 7 — Заключение.:. 152.

Глава 7: Литература. 156.

Список таблиц.

Таблица 2.1 Произведение Фурье и ширины автокорреляционных 31 I функций для некоторых форм импульса. Таблица 3.1 Дисперсионные коэффициенты для обыкновенного 64 луча в сапфире при 24 °C .

УП.

Список иллюстраций.

Рисунок 2.1 Схема одноимпульсного автокоррелятора.

Рисунок 2.2 Искривление волнового фронта из-за частотной модуляции.

Рисунок 2.3 Схема модернизированного автокоррелятора.

Рисунок 2.4 Контурные линии QSig (ЦT) по уровням ОД- 0,2-. 0,9 от максимума, вычисленные для гауссовых импульсов с различной частотной модуляцией: рз = 10 (для всех изображений), р! = -6 (а), 0 (Ь) и 6 ©. Точки соответствуют вычисленным значениям мгновенной частотысплошные линии представляют действительные частотные зависимости. Единицы времениТ/т, единицы частоты — От/2 л.

Рисунок 2.5 Контурные линии экспериментальных изображений по уровням 0,1- 0,2-. 0,9 от максимума и соответствующие импульсам на выходе компрессора для различного расстояния между решетками: короче оптимального (а), оптимального (Ь) и длиннее оптимального ©. Точки соответствуют полученным значениям мгновенной частоты, сплошные линииполиномиальной интерполяции полученных данных.

УШ.

Рисунок 2.6 Линейный чирп (а) и ширина автокорреляционной функции (Ь) при различных отстройках расстояния между решетками компрессора от оптимального значения. Кружки соответствуют экспериментальным значениям, сплошные линии — результату компьютерных вычислений, с учетом ограниченного временного разрешения Рисунок 2.7 Схема аппарата FROG.

Рисунок 2.8 Размытие изображения FROG при PG геометрии Рисунок 2.9 Схема FROG с интерференцией во времени (TI-FROG) Рисунок 2.10 Пример полученного численно изображения TI-FROG а) и соответствующая огибающая импульсов (Ь) Рисунок 3.1 Схема лазерной установки Рисунок 3.2 Геометрия пары дифракционных решеток 87.

Рисунок 3.3 Изображения FROG и выходные импульсы на 88 выходе из системы для случаев (а, Ь) квадратичная и кубичная фаза не скомпенсированы, (с, d) только квадратичная фаза скомпенсирована (е, f) скомпенсированы как кубичная так и квадратичная фазы. Рисунок 3.4 Схема внутрирезонаторной компенсации GVD парой 89 призм.

Рисунок 3.5 Схема задающего генератора на сапфире с титаном 89.

Рисунок 3.6 Кросс-корреляционная функция между лазерами на 90 сапфире с титаном и Nd: YAG. ;

Рисунок 3.7 Типичные спектр на выходе задающего генератора а) и автокорреляционная функция (Ь) Рисунок 3.8 Схема стретчера. М1 имеет кривизну Я = 180 ст,.

М2 имеет кривизну Я = - 90 ст. Одифракционная решетка 1200 штр/мм смещенная на 47,5 см к М1 и М2 от их общего центра кривизны О. Р — 90° призменный отражатель Рисунок 3.9 Схема регенеративного усилителя Рисунок 3.10 Схема распределения накачки между усилителями Рисунок 3.11 Типичный спектр на выходе усилителя Рисунок 3.12 Схема многопроходных усилителей Рисунок 3.13 Схема компрессора лазерных импульсов Рисунок 3.14 Пространственный профиль пучка на выходе из лазерной системы Рисунок 4.1 Распределение плотности электронов в плазменном канале.

Рисунок 4.2 Геометрия фокусировки аксиконом.

Рисунок 4.3 Схема эксперимента с плазменным волноводом.

Рисунок 4.4 Пространственное распределение интенсивности фемтосекундного импульса на выходе из волновода. Рисунок 4.5 Изображения ИЮО и вычисленные огибающая интенсивности и фаза импульса (а) на входе в плазменный волновод — полностью откачанная камера, и (Ь) на выходе из плазменного волновода.

Рисунок 4.6 Изображения FROG и вычисленные огибающая интенсивности и фаза импульса (а) на входе в газовую струю — полностью откачанная камера, и (Ь) на выходе из газовой струи в направлении вдоль оптической оси.

Рисунок 4.7 Пример изображения FROG и вычисленные огибающая интенсивности и оптическая фаза для случая внеосевого распространения.

Рисунок 4.8 Временная огибающая интенсивности для импульса распространяющегося вдоль оси в дальней зоне при различных давлениях газа в струе.

Рисунок 4.9 Интерферограмма, демонстрирующая влияние на 1 концентрацию электронов импульса лазера на сапфире с титаном (100 фс, 10 мДж) сфокусированным оптикой f/12 (соотв. интенсивность в вакууме, 1017 Вт/см2) на вход в канал, сформированный в газовой смеси N20/Ar (20/380 Topp).

Рисунок 5.1 Атомный потенциал во внешнем электрическом поле.

Рисунок 5.2 Схема эксперимента по взаимодействию лазера со струей газа с применением диагностики TI-FROG.

Рисунок 5.3 Типичные изображения TI-FROG (а, с, е) и вычисленные по ним огибающие интенсивности (сплошные линии) и фазы (пунктир) (b, d, f) в случаях (а, Ь) струя выключена- (c, d) пиковая концентрация газа 1,4×1018 см" 3) — (e, f).

1 о 1 пиковая концентрация газа 2,2×10 см").

Рисунок 5.4 (а) Длительность выходного импульса (кружки) и задержка во времени (квадраты) для импульса энергией 10 мДж в зависимости от пиковой концентрации газа (Ь) Спектральный сдвиг в зависимости от пиковой концентрации газа. Линиями показана полиномиальная интерполяция, а вертикальными линиями экспериментальные погрешности.

Рисунок 5.5 Длительность выходного импульса Р\ШМ в зависимости от пиковой концентрации газа для энергий 5,10, и 14 мДж 4.

Рисунок 5.6 Коэффициент дифференциального прохождения вдоль оптической оси в зависимости от пиковой концентрации гелия для импульсов с энергией 10 мДж.

Рисунок 5.7 Вычисленная длительность импульса (а) в зависимости от пиковой концентрации газа для энергий в диапазоне 5−20 мДж. Размер пучка в вакууме м>о=6.8 мкм, входная длительность 100 фс- (Ь) вычисленный усредненный спектральный сдвиг в зависимости от пиковой 4 концентрации газа.

Рисунок 6.1 формирование плазменного канала в удлиненной газовой струе хп.

Рисунок 6.2 Типичная интерферограмма (а) (центральная часть) 147 плазменного волновода в аргоне, сформированного в 2 мм от сопла, при входном давлении газа 33 атм и длительности газового выброса 550 мкс. Для формирования волновода использовался импульс 1 накачки" (225 мДж, 100 пс, Х.-1064 нм) при задержке пробного импульса интерферометрии на 1,8 не. (Ь) Эволюция профиля концентрации электронов в волноводе с временным разрешением в условиях (a), t=0 соответствует центру импульса накачки, © Область в конце волновода, где наблюдается сужение профиля концентрации электронов. Задержка пробного импульса =3,0 не.

Рисунок 6.3 Экспериментальная установка для изучения 148 i волноводного распространения фемтосекундных импульсов.

Рисунок 6.4 Изображения FROG для импульсов с полной 149 энергией 50 мДж, 110 фс инжектируемых в плазменный канал. Данные для инжекции одиночного и двойного импульсов (соотношение энергий первого и второго импульсов 1:5) при задержках (а) 14 не, (Ь) 16 не, © 18 не, (d) 20 не и (е) в случае вакуума. Рисунок 6.5 Изображения моды в случае (а) ваккума 150.

FWHM 30 мкм) — волноводного распространения b) при задержке 24 не (FWHM 35 мкм) и c) задержке 36 не. а) Временная последовательность теневых картин, показывающих ввод фемтосекундного импульса в случае без плазменного канала и с плазменным каналом, при условиях идентичным Рис. 1 и задержке инжекции 24 не. Темное пространство — тень от сопла. (Ь) Теневая картина, показывающая разъюстированный V ввод в волновод. Задержка пробного импульса после входа фемтосекундного импульса в струю — 17 пс.

5.5 Заключение.

Используя новый диагностический метод П-ИЮО была продемонстрирована возможность измерения нелинейных искажений огибающей интенсивности и фазы лазерного импульса высокой интенсивности с фемтосекундным временным разрешением, возникающих в результате ионизации нейтрального газа. Обнаружено, что спектральному сдвигу в коротковолновую сторону и рефракции импульса в пространстве соответствуют укорачивание длительности и задержка импульса во временной области при низкой концентрации газа и формирование пачки импульсов при более высокой концентрации газа.

10 0.

При низких концентрациях газа (<2×10 см"), наблюдалась эрозия передней части импульса наряду с временем запаздывания импульса в целом, а при более высокой плотности газа, наблюдалось формирование пачки импульсов за которой следовало полное разрушение импульса. Экспериментальные результаты находятся в согласии с результатами численного моделирования на ЭВМ, с использованием модели распространения импульса, учитывающей ионизацию газа оптическим полем и эффекты нелинейностей в нейтральном газе.

Глава 5: Литература.

1. Е. Esarey P. Sprangle, J. Krall, and A. Ting, IEEE Trans.'plasmas Sci. 24, 252 (1996).

2. B.E. Lemoff, G.Y. Yin, C.L. Gordon III, C.P.J. Barty, and S.E. Harris, Phys. Rev. Lett. 74, 1574 (1995) — Y. Nagata, K. Midorikowa, M. Obara, H. Tashiro, and K. Toyoda, Phys. Rev. Lett. 71, 3774 (1993).

3. M. Tabak, J. Hammer, M. E. Glinsky, W. L. Kruer, S. C. Wilks, J. Woodworth, E. M. Campbell, and M. D. Perry, Phys. Plasmas 1, 1626 (1994).

4. L.V. Keldysh, Sov. Phys. JETP 20,1307 (1965) i.

5. N.H. Burnett and P.B. Corkum JOSA В 6 1195 (1989).

6. M.V. Ammosov, N.B. Delone and V.P. Krainov, Sov. Phys. JETP 64 1191 (1986).

7. M.V. Ammosov, P.A. Golovinsky, I. Yu Kiyan, V.P. Krainov and V.M. Ristie JOSA В 9 1225(1992).

8. P. Agostini and E. Mevel in «Laser Interactions with Atoms, Solids and Plasmas», Ed. R.M. More, NATO ASI Series, Ser. В: Physics Vol. 327, p. 19. P.B. Corkum, N.H. Burnett and F. Brunei, Phys. Rev. Lett. 62 p 1259 (1989).

9. Charles Durfee III, Ph.D. Thesis UMCP 1994.

10. W. Wood, C. W. Siders, and M. C. Downer, Phys. Rev. Lett. 67, 3523 (1991).

11. S. P. LeBlanc and R. Sauerbrey, S. C. Rae, and K. Burnett, J. Opt. Soc. Am. В 10, 1801 (1993).

12. P. Monot, T. Auguste, L. Lompre, G. Mainfray, and C. Manus, J. Opt. Soc. Am. В 9. 1579(1992).

13. S. C. Rae, Opt. Comm. 97,25 (1987) — 104, 330 (1994).

14. E. E. Fill, J. Opt. Soc. Am. В 11,2241 (1994).

15. A. J. Mackinnon, M. Borghesi, A. Iwase, M. W. Jones, G. J. Pert, S. Rae, K. Burnett, and O. Willi, Phys. Rev. Lett. 67, 1473 (1996).

16. S. P. LeBlanc and R. Sauerbrey, J. Opt. Soc. Am. B 13, 72 (1996).

17. C.W. Siders, N.C. Turner, M.C. Downer, A. Babine, A. Stepanov and A.M. Sergeev J. Opt. Soc. Am. B 13, 330 (1996).

18. D.J. Kane and R. Trebino, Opt. Lett. 18, 825 (1993).

19. P. E. Young and P. R. Bolton, Phys. Rev. Lett. 77, 4556 (1996) — P.R. Bolton, A.B. Bullock, C. D. Decker, M.D. Feit, AJ.P. Megofna, P.E. Young and D.N. Fittinghoff J. Opt. Soc. Am. B 13, 336 (1996).

20. S. P. Nikitin, T.M. Antonsen, T.R. Clark, Y. Li, and H.M. Milchberg, Opt. Lett. 22, 1787(1997). v.

21. S.P. Nikitin, Yuelin Li, T. M. Antonsen and H. M. Milchberg, Opt. Comm. 157, p. 139 (1998) S.P. Nikitin, Yuelin Li, T. M. Antonsen and H. M. Milchberg, CLEO'98 Technical Digest, (May 1998).

22. C.W. Siders, A.J. Taylor and M.C. Downer, Opt. Lett. 22, 624 (1997).

23. P. Mora and T.M. Antonsen Jr., Phys Plasmas 4,217 (1997) е) (О.

Рисунок 5.3 Типичные изображения ТТРИСЮ (а, с, е) и вычисленные по ним огибающие интенсивности (сплошные линии) и фазы (пунктир) (ЬД!) в случаях (а, Ь) струя выключена- (с, с1) пиковая о о концентрация газа 1,4×10 см") — (е, 1) пиковая концентрация газа 2,2×1018 см" 3). а) peak gas density (cm 3) b).

Рисунок 5.4 (а) Длительность выходного импульса (кружки) и задержка во времени (квадраты) для импульса энергией 10 мДж в зависимости от пиковой концентрации газа (Ь) Спектральный сдвиг в зависимости от пиковой концентрации газа. Линиями показана полиномиальная интерполяция, а вертикальными линиями экспериментальные погрешности.

Глава 6 — Волноводное распространение интенсивных фемтосекундных лазерных импульсов в плазменных каналах сформированных в удлиненной газовой струе 6.1 Введение.

В экспериментах, описанных ранее, использовались плазменные каналы, формирующиеся при фокусировке лазерных импульсов аксиконом в объеме газа, так что как впереди, так и позади канал окружен нейтральным газом. Как было продемонстрировано в [1] эффективность ввода до -70% может быть достигнута.

1С л в случае умеренной интенсивности (<10 Вт/см) в волноводе.

Однако, при более высокой интенсивности, оптическая ионизация нейтрального газа полем импульса перед входом в канал достаточна, чтобы привести к рефракции вводимого импульса прежде, еще до входа в канал. Эти эффекты подробно были изложены в главе 5. В главе 4 описывались эксперименты, где наблюдалось снижение эффективность ввода до уровня менее чем 30% и вынужденное рефракцией укорачивание длительности импульса при.

1С л интенсивностях -5×10 Вт/см в плазменном канале, сформированном в объеме газа [2]. Можно ожидать, что при отсутствии газа в области перед входом в волновод проблему рефракции должна быть устранена, и в этой связи, нами предложена схема формирования волновода в струе газа работающей в импульсном режиме на высокой частоте [3].

Эта глава описывает эксперименты по вводу и волноводному распространению лазерных импульсов с пиковой мощностью до 0,4 ТВт в плазменном канале длиной 1,5 см заранее сформированном в струе нейтрального аргона на высокой частоты повторения [4]. Эффективность ввода до 52% была получена для импульсов энергии 50 мДж, длительностью ~110 фс, введенных в волновод с задержкой более чем 13 не, что соответствует интенсивности внутри волновода -7×1016 Вт/см2. При более коротких задержках между формированием волновода и инжекцией импульса, происходило укорачивание длительности импульса. Этот эффект становился менее заметным при увеличении задержки ввода или запуская в волновод вспомогательный предварительный импульс. Теневые картины ввода импульсов в волновод указывают на то, что имеется -0,5 мм нейтрального газа, остающегося у входа в канал после его формирования. 6.2 Описание экспериментальной установки и удлиненной газовой струи.

Струйное сопло открывается клапаном, приводимым в действие импульсным соленоидом, причем в описываемых здесь экспериментах отверстием сопла является удлиненная щель длиной 1,25 см и шириной 0,75 мм. Торец сопла сужается, чтобы минимизировать преграду пучка на выходе аксикона, используемого для формирования плазменного волновода.

Преграда оказывает минимальный эффект на пробой газа [3], и это наблюдение подтверждается вычислениями, которые приводят к выводу, что преграда незначительно понижает пиковую интенсивность пучка (< 10%) при незначительным отклонением поля от бесселева профиля в фокусе аксикона[5].

Плазменные волноводы формировались в линейном фокусе длиной 1,7 см сформированным аксиконом с углом при основании 25° с использованием импульсов энергии 200−300 мДж, длительности 100 пс, и длины волны 1.064 мкм.

13 2 пиковая интенсивность -4×10 Вт/см) генерируемых лазерной системой на Ш: УАО [6], как показано на рис. 6.1. В струе использовался нейтральный аргон, подаваемый под давлением 33 атм при продолжительности открывания клапана 550 мкс, причем лазерный импульс был синхронизован с моментом максимального потока в струе. Линейный фокус аксикона был выровнен параллельно соплу на расстоянии 2 мм от выходного отверстия и перекрывал всю ширину газового потока. Чтобы измерить пространственные профили плотности нейтрального газа (показанные в [3]) и концентрацию электронов в плазменном волноводе использовалась интерферометрия, с применением лазерных импульсов на длине волны Х-532 нм, полученные удвоением частоты импульсов системы на Nd: YAG с длиной волны 1,064 нм. Образец интерферограммы плазменного волновода, сформированного в этих условиях, при энергии формирующего лазерного импульса 225 мДж, показан на рис. 6.2 (а), а последовательность профилей электронной концентрации, полученных инверсией Абеля из фазовых графиков, извлеченных из интерферограмм [7], показана на рис. 6.2 (Ъ). Характерные времена формирования канала и степень аксиальной симметрии каналов были примерно такие же, что и в предыдущих экспериментах в объемах газа [9], подтверждая однородность газовой струи.

При рассмотрении эффективности ввода большое значение степень «заострения» конца плазменного волновода. На рис. 6.2 © показаны профили концентрации электронов как функция осевого расстояния в конце волновода. Резкое снижение концентрации электронов к концу волновода происходит на длине более чем 300 мкм, т. е. длиннее, чем 150 мкм в случае объема газа [7]. Вероятно, это является следствием уменьшенного лазерного разогрева на краю струи, где плотность газа ниже. Поскольку скорость разогрева плазмы пропорциональна N, температура пропорциональна ~ N, а скорость ионизации через столкновения пропорциональна N2 exp (-Up/kT), где N-концентрация, a Up.

— потенциал ионизации, можно ожидать заниженное нагревание и ионизацию в граничной области струи. Интервал резкого снижения плотности на конце ~0,5 мм был оценен как из теневых картин (см. рис. 6.6), так и фокусируя лазерный импульс высокой интенсивности (100 фс, 20 мДж) в конец струи и регистрируя видимое рекомбинационное излучение, яркость которого пропорционально плотности газа для такой короткой длительности импульса. 6.3 Экспериментальные результаты.

Эксперименты по волноводному распространению были выполнены на фемтосекундной лазерной установки большой мощности на сапфире с титаном (10 Гц, 50 мДж, 100 фс) синхронизированной с лазером на Nd: YAG формирующим волновод, как описано в [2] и в главе 3 этой диссертации. Экспериментальная установка показана на рис. 6.3. Фемтосекундные импульсы фокусировались линзой из MgF2 с жесткостью фокусировки f/15 через окно из MgF2 в экспериментальную камеру. Размер фокального пятна в вакууме была 30 мкм FWHM. (см. рис. 6.5), приблизительно вдвое превосходя размер ограниченный дифракцией. Малая часть главного импульса (~5%) отражалась светоделителем (BS1) и проходила через линию задержки для получения теневых картин с фемтосекундным временным разрешением. Для этого использовалась ПЗС камера (CCD1). После области взаимодействия со струей, основной импульс отражался к выходу из камеры поляризатором (TFP), после чего разделялся на два пучка другим светоделителем (BS2), и образующиеся пучки использовались для диагностики FROG (см. главу 2), а так же для регистрации профиля интенсивности на выходе из канала с помощью микрообъектива и второй ПЗС камеры (CCD2).

На рис. 6.4 приведена последовательность изображений FROG (и полученные длительности импульсов) на выходе из волновода при инжекции одиночных и двойных импульсов (с сотношением энергий первого и второго 1 импульсов как 1:5) при полной энергии 50 мДж. Волноводы формировались в аргоне в условиях указанных на рис. 6.2. Для двойных импульсов, которые были отделены 4 не, изображения FROG фактически соответствуют только импульс большей интенсивности, так как нелинейный сигнал FROG пропорционален кубу интенсивности. Двойной импульс генерировался, усиливая в регенеративном усилителе на сапфире с титаном одновременно два импульса с регулируемой относительной задержкой, сформированных на выходе задающего лазерного генератора. Изображения FROG в случае полностью откачанной камеры также показаны, демонстрируя незначительную фазовую самомодуляцию в фокусирующей линзе и окнах камеры. Измеренное сокращение длительности импульса уменьшается при более длинных задержек (как для одиночных, так и для двойных импульсов), и при любых задержках, укорачивание длительности меньше для случая двойного импульса. Уменьшенное укорачивание длительности для случая двойного импульса подтверждает более раннее заключение (см главу 4) о том, что сокращение длительности импульса обусловлено рефракцией на входе в канал и указывает, что импульс-предшественник с энергией порядка 20% от полной энергии предионизирует не полностью ионизированные ионы на входе в канал, снижая влияние ионизации на основной импульс. Уменьшенное укорачивание длительности при задержке одиночного импульса согласуется с увеличением входного размера канала, что приводит к более эффективному захвату преломленного света и уменьшенному взаимодействию с менее ионизированным газом на радиальной периферии канала. Следует так же обратить внимание, что волновод в описываемом эксперименте слишком короткий, чтобы при измеренной электронной концентрации обеспечить наблюдаемое сокращение длительности 30−40% из-за дисперсии групповых скоростей в плазме.

Изображения FROG показывают только мальш уровень спектрального сдвига в коротковолновую область для импульсов из волновода, даже когда наблюдается их укорачивание. Некоторое увеличение в спектрального сдвига при увеличении задержки (не показано на графике) указывает, что при небольших задержках, свет преломляется у входа в канал и отклоняется, не попадая в волновод, а при большей задержке, большее количество этого света попадает в канал. Вклад в спектральный сдвиг импульса вносимый ионизацией вне области ввода в волновод незначителен. Оценку средней степени ионизации Z вызванной самим импульсом длительности 100 пс, формирующим волновод, можно получить разделив концентрацию электронов в центре канала при малой.

— N задержке на известный профиль плотности нейтрального газа, Z = —1, где.

N0 Nj — первоначальная концентрация нейтрального газа, a Nt — плотность i ионной степени i [7]. Для волновода в условиях данных экспериментов, показанного на рисунке. 6.2 (b), Z «8, что указывает на то, что Ne-подобный $ аргон доминирует в волноводе. Приблизительный порог интенсивности для ионизации оптическим полем Ne-подобного аргона до F-подобного аргона равен.

018 Вт/см2 [8], так что дальнейшая ионизация внутри волновода маловероятна, при используемых пиковых иНтенсивностях в волноводе менее чем ~1017 Вт/см2 (см. ниже).

Изображение фокального пятна в вакууме и изображения моды на выходе из канала показаны на рис. 6.5. В отличие от случая, когда волновод, сформирован в объеме газа, когда оптимальная задержка вводимого импульса для эффективного ввода при указанном Ш не превосходит 5−6 не [1], типичные минимальные задержки требуемые для эффективного ввода в канал в струе составляют 10−15 не. Это является результатом более длинной заостренной области волновода на краю газового потока, что требует более длинного времени расширения для эффективной инжекции импульса. Эффективность ввода при этих более длинных задержках несколько лучше чем 50%, что было измерено, интегрируя изображение моды на выходе канала и поделив это значение на аналогичный интеграл фокального пятна в вакууме. Эффективность ввода остается -50% вплоть до задержек ~ 40 не, после чего начинает медленно уменьшаться. При задержке 24 не, типичная мода показана на рисунке (РУНМ 35 мкм), и она V больше, чем фокальное пятно в вакууме, вследствие расширения канала. При еще большей задержке 36 не, появляется модовая структура с т=1, состоящая из 2 пятен. В зависимости от задержки, происходит укорачивание импульса до -70 фс (как видно на рис. 6.4), что соответствует пиковым мощностям, переданным по.

1 (9 каналу -0,4 ТВт, и интенсивности внутри канала до -7×10 Вт/см. Однако, при таких довольно больших диаметрах моды, длина волновода соответствует только 4−5 дифракционным длинам Рэлея.

Чтобы исследовать распространение и ввод импульсов вблизи входа в волновод использовались теневые картины с фемтосекундным разрешением. На рис. 6.6(а) показана последовательность теневых картин для введенного импульса, распространяющегося в струю газа без волновода. Видно резкое начало ионизации (в пределах -0,5 мм) на входе в газовый поток, с ионизационным фронтом, распространяющимся слева направо со скоростью света. Область ионизации выглядит хорошо коллимированной поскольку на оптической оси интенсивность импульса остается достаточно высокой для ионизации нейтралного аргона. При сформированном волноводе на теневой картине трудно заметить эффект от импульса, распространяющегося по волноводу, что согласуется с результатами измерений FROG, указывающими на незначительную дополнительную ионизацию внутри волновода, импульсом, как имеются совместимый с размерами (измерениями) FROG, рис. 6.6 (Ь) является теневой картиной, полученной когда волновод и вводимый фемтосекундный импульс разъюстированы в вертикальной плоскости, и указывающей на то, что ~ 0,5 мм газа на входе в струю недостаточно ионизированы 100-пикосекундным импульсом, сформировавшем волновод. Вероятно, этот газ и является источником остаточного вынужденного рефракцией укорачивания импульса, зафиксированного при измерениях FROG ны выходе из волновода. 6.4 Заключение.

В заключение, продемонстрировано распространение импульсов мощностью до 0,4 ТВт в плазменных волноводах, сформированных на высокой частоте повторения в импульсной газовой струе, при этом достигнута эффективность ввода в волновод -50%. Существование конечного градиента в плотности газа -0,5 мм на краю струи приводит к пониженной эффективности нагревания и ионизации импульсом длительности 100 пс, использующимся для формирования волновода. Это имеет два последствия. Во-первых, на границе струи диаметр волновода сужен и меньше, чем в случае формирования волновода в объеме газа, из-за этого требуются более длинные задержки для эффективного ввода в волновод. Во вторых, приблизительно 0,5 мм газа на краю струи ионизировано меньше чем в остальной части волновода, где 2 «8. В случае с одиночными импульсами и короткими задержками, это приводит к наблюдаемому укорачиванию длительности импульса из-за рефракции на входе вызванной ионизацией. Укорачивание длительности уменьшается при использовании двойного импульса или вводе одиночного импульса, но при более длинной задержке. Для эффективного ввода и распространения в основной моде при ее малом размере вдоль большого количества дифракционных длин Рэлея, в будущем следует добиться более эффективного нагрева и ионизации на границе струи.

Глава 6: Литература.

1. C.G. Durfee, J. Lynch, and H.M. Milchberg, Phys. Rev. E 51,2368 (1995) — C.G. Durfee and H.M. Milchberg, Opt. Lett. 19,1937 (1994) — C. G. Durfee and H. M. Milchberg, Phys. Rev. Lett. 71, 2409 (1993).

2. S. P. Nikitin, Т. M. Antonsen, T.R. Clark, Yuelin Li, and H.M. Milchberg, Opt. Lett. 22,1787 (1997).

3. J. Fan, T.R. Clark and H.M. Milchberg, Appl. Phys. Letters 73, 3064 (1998).

4. S.P. Nikitin, I.S. Alexeev, J. Fan and H.M. Milchberg to be published in Proceedings of the Eighth Workshop on Advanced Accelerator Concepts, Baltimore, Maryland, July 1998; S.P. Nikitin, I.S. Alexeev and H.M. Milchberg, submitted to Phys. Rev. E.

5. Z. Bien and Т. M. Antonsen, unpublished.

6. T.R. Clark, Ph.D. Thesis, University of Maryland, 1998.

7. T.R. Clark and H.M. Milchberg, Phys. Rev. Lett. 78,2373 (1997).

8. S. Augst, D. Strickland, D. Meyerhofer, S.L. Chin, and J.H. Eberly, Phys. Rev. Lett. 63,2212(1989).

Иллюстрации к главе 6.

Рисунок 6.1 формирование плазменного канала в удлиненной газовой струе.

Guide off Guide on.

0>).

Рисунок 6.6 (а) Временная последовательность теневых картин, показывающих ввод фемтосекундного импульса в случае без плазменного канала и с плазменным каналом, при условиях идентичным Рис. 1 и задержке инжекции 24 не. Темное пространство — тень от сопла. (Ь) Теневая картина, показывающая разъюстированный ввод в волновод. Задержка пробного импульса после входа фемтосекундного импульса в струю-17 пс.

Глава 7 — Заключение.

Для изучения распространения лазерных импульсов высокой интенсивности в плазме и других оптических средах была разработана и построена фемтосекундная лазерная система на сапфире с титаном. Система способна генерировать импульсы на частоте повторения 10 Гц с центральной длиной волны 780 нм длительностью 100 фс, 60 мДж. Фемтосекундые импульсы на выходе из системы были характеризованы, пользуясь методом РО-тОО.

Кроме того, экспериментально продемонстрированы два новых метода, применимые для исследований сверхкоротких лазерных импульсов. Один из методов, рассмотренный в разделе 2.2, является новым устройством, которое может использоваться для измерения мгновенной частоты сверхкоротких оптических импульсов в реальном времени. При этом для того, чтобы восстановить мгновенную частоту импульса, не требуется сложного итеративного алгоритма. Основным недостатком данного метода, в случае использования генерации второй гармоники в качестве нелинейного механизма, является то, что четный вклад в мгновенную частоту не может быть восстановлен. Другой метод, П-БКОО, основанный на спектральном разрешении нелинейного сигнала из автокоррелятора, позволяет определить комплексную амплитуду лазерного импульса после нелинейного взаимодействия, а так же абсолютное положение импульса на оси времени относительно временного репера.

Выходное излучение фемтосекундной системы высокой интенсивностью использовалось, чтобы изучить его ввод и распространение в заранее сформированных плазменных каналах. Плазменные каналы формировались в результате гидродинамического расширения длинной искры, возникающей в результате лазерного пробоя в нейтральном газе при фокусировке аксиконом импульса длительностью 100 пс, генерируемого отдельной лазерной системы на.

Для достижения стабильного распространения фемтосекундного импульса по плазменному каналу, оба лазера были синхронизированы друг с другом с точностью, превышающей 100 пст.е. время рассогласования, являлось намного короче чем характерное время, определяющее масштаб формирования плазменного I канала ~ 1 не.

Впервые продемонстрировано волноводное распространение импульсов с длительностью короче 100 фс при интенсивностях 5,3×1015 Вт/см2 в плазменном канале, сформированном в объеме нейтрального газа при длине распространения ~ 1 см. Была достигнута эффективность прохождения 30% в моде низшего порядка. При этом на выходе из волновода наблюдалось укорачивание длительности импульса, что было приписано рефракции вводимого пучка благодаря ионизации на входе в плазменный канал. Для изучения механизма укорачивания длительности импульса, было предпринято более детальное исследование эффектов, связанных с распространением импульсов высокой интенсивности в струях нейтрального газа.

Используя новый диагностический метод Т1-ИЮО, была продемонстрирована возможность измерения амплитудных и фазовых искажений импульсов лазера высокой интенсивности обусловленный ионизацией при фемтосекундном.

18 7 временном разрешении. При низких концентрациях гелия (< 2×10 см"), наблюдалась эрозия переднего фронта импульса одновременно с задержкой остальной части импульса, в то время как при более высоких плотностях газа происходило формирование пачки из нескольких импульсов, а затем наблюдался полный распад импульса. Экспериментальные результаты согласуются с результатами численного моделирования на ЭВМ, с использованием модели распространения импульса, учитывающей ионизацию нейтрального газа оптическим полем, а также оптическую нелинейность нейтрального газа.

Наконец, было продемонстрировано распространение в волноводном режиме.

16 2 при лазерной мощности 0,4 ТВт импульсов интенсивности -7×10 Вт/см в плазменных волноводах, сформированных в импульсной струе аргона при высокой частоте повторения. Использование удлиненной газовой струи позволило достигнуть эффективности ввода в волновод -50%, таким образом улучшив результат, полученный ранее в случае объема газа. Инжекция импульса в волновод, была охарактеризована с помощью теневых картин с фемтосекундным разрешением. Фемтосекундная тенеграфия указывает на существование градиента плотности газа на длине ~0,5 мм у границы струи, что приводит к снижению эффективности лазерного нагрева (обусловленного эффектом, обратным тормозному излучению) и ионизации на границе газового потока при формировании волновода импульсом длительностью 100 пс. В результате, благодаря замедленному расширению канала при пониженном нагреве, конец волновода в области границы струи сужен, по сравнению со случаем формирования канала в объеме газа, что приводит к использованию более длинных задержек перед инжекция фемтосекундного импульса для улучшения эффективности ввода. Другим результатом является то, что канал во входной области меньше ионизирован чем его остальная часть. В случае инжекции одиночного импульса при короткой задержке это приводит к наблюдаемому укорачиванию длительности импульса из-за рефракции на входе вызванной ионизацией. Степень укорочения длительности импульса можно понизить, инжектируя импульс высокой интенсивности при более длинных временных задержках, или, используя инжекцию двойного импульса, где первый импульс, предварительно ионизирует вход в канал и улучшает эффективность ввода в канал второго импульса.

Использование заранее сформированных плазменных каналов дает дополнительный контроль над распространением лазерного пучка по сравнению со схемами, основанными на механизмах самоканалирования [2,3] и, согласно теоретическим результатам [4,5] так же приводит к подавлению ряда неустойчивостей в плазме.

Распространение импульса в плазменных каналах пока не изучалось при.

18 2 интенсивностях в волноводе >10 Вт/см, которые представляют интерес для лазерного ускорения элементарных частиц в плазме[1]. Например, в случае аргона, может представлять значительные проблемы ионизация Аг8 + внутри канала при.

1 о интенсивностях >10 Вт/см. Эта проблема может быть преодолена, используя вместо аргона гелий или водород. Представляет также интерес дальнейшее изучение сверхбыстрой ионизации, как на входе в канала, так и внутри канала. Для этой цели могут использоваться интерферометрические методы, продемонстрированные в [6]. Недавно была экспериментально опробована модификация подобного интерферометра, способного обеспечить получение интерферограмм с временным разрешением 100 фс [7].

Глава 7: Литература.

1. Т. Tajima and J.M. Dawson, Phys. Rev. Let. 43, p. 267 (1979).

2. A.B. Borisov et al, Phys. Rev. Lett. 68, p. 2309 (1992) — R. Wagner, S.-Y. Chen, A. Maksimchuk and D. Umstadter, Phys. Rev. Lett. 78, p. 3125 (1997).

3. C.E. Clayton, K.-C. Tzeng, D. Gordon, P. Muggli, W.B. Mori, C. Joshi, V. Malka, Z. Najmudin, A. Modena, D. Neely and A.E. Dangon Phys. Rev. Lett. 81, p. 100 (1998).

4. Т. M. Antonsen and P. Mora, Phys. Rev. Lett. 74, p. 4440 (1995).

5. P. Sprangle, J. Krall and E. Esarey, Phys. Rev. Lett 73, p. 3544 (1994) I.

6. T. R. Clark and H. M. Milchberg, Phys. Rev. Lett. 78,2373 (1997).

7. H.M. Milchberg, S.P. Nikitin, I.S. Alexeev and Yuelin Li, готовится к печати.