Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 2, с. 78-83 © 2015г. 25 января
Генерация терагерцового излучения при оптическом пробое воздуха: зависимость оптимального фазового сдвига между компонентами двухцветного лазерного импульса от их интенсивности
И. Е. Иляков+, Б. В. Шишкин+, Л. Н. Александров+, М. Ю. Емелин+* V, М. Ю. Рябикин+* + Институт прикладной физики РАН, 603950 Н. Новгород, Россия * Нижегородский государственный университет им. Лобачевского, 603950 Н. Новгород, Россия Поступила в редакцию 2 декабря 2014 г.
Экспериментально исследована генерация терагерцового излучения при оптическом пробое воздуха двухцветными лазерными импульсами, содержащими излучение на основной и удвоенной частотах. Продемонстрировано наличие сильной зависимости оптимального фазового сдвига между компонентами двухцветного поля от интенсивности лазерного импульса. В широком диапазоне параметров лазерного излучения экспериментальные результаты согласуются с результатами теоретического рассмотрения за рамками приближения сильного поля. Это подтверждает важную роль кулоновских взаимодействий в формировании направленных фототоков, инициирующих генерацию терагерцового излучения.
БО!: 10.7868/80370274X15020022
Интерес к терагерцовому излучению (ТИ, 1011 —1013Гц) обусловлен возможностью его применения для идентификации веществ, биомедицинской диагностики, томографии, безопасности [1, 2] и других прикладных задач. В настоящее время активно применяются оптические способы генерации ТИ с использованием фемтосекундных лазерных импульсов. Генерируемое в таких схемах ТИ представляет собой импульс субпикосекундной длительности с временной зависимостью напряженности электрического поля, содержащей всего одну-две осцилляции, и обладает очень широким спектром. При соответствующих длительности лазерных импульсов и способе генерации полезный спектр ТИ может перекрывать диапазон частот от 100 ГГц до 100 ТГц [3].
Среди оптических способов генерации ТИ большой интерес представляют преобразователи на основе газа, ионизированного при помощи сфокусированных фемтосекундных лазерных импульсов. Интерес к ним обусловлен отсутствием в плазме фо-нонных линий поглощения, что позволяет получать ТИ с непрерывным спектром во всем терагерцовом диапазоне, и возможностью создания удаленных источника и детектора ТИ в атмосфере, что позволяет проводить дистанционные исследования различных объектов и атмосферы [4]. Как продемонстрировано в экспериментах, импульсы ТИ могут быть полу-
Че-таП: emelin@ufp.appl.sci-nnov.ru
чены при фокусировке фемтосекундных оптических импульсов в газах сферическими [5, 6] и аксиконны-ми [7] линзами. При этом наилучшие результаты наблюдаются при использовании сферических линз и двухцветных оптических импульсов, содержащих излучение на основной (ш) и удвоенной (2а;) частоте [8]. Активные исследования двухцветной схемы генерации ведутся с 2000 г., когда были продемонстрированы высокая эффективность данной схемы генерации и наличие оптимального фазового сдвига между излучением на частотах си и 2си [9]. К настоящему времени показано, что наибольшая эффективность преобразования достигается при использовании линейно поляризованных компонент лазерного импульса на частотах ш и и совпадении плоскостей их поляризации [10]. Исследованы зависимости параметров ТИ от характеристик фокусирующих линз [11]. Продемонстрирована возможность управления ориентацией поляризации ТИ [12-14].
Одно из первых детальных теоретико-экспериментальных исследований генерации ТИ в плазме, создаваемой сфокусированными двухчастотны-ми оптическими импульсами, проведено в работе [15]. В [15, 16] была предложена модель генерации ТИ, основанная на рассмотрении возбуждения макроскопического остаточного электронного тока. Для расчета нелинейного тока, эффективность возбуждения которого в значительной степени определяет эффективность генерации ТИ, использовалась полуклассическая модель. В этой модели концентра-
ция электронов определялась согласно теории Ам-мосова-Делоне-Крайнова (АДК) [17, 18], описывающей ионизацию в туннельном пределе, а их траектории рассчитывались в приближении сильного поля. Предложенная в [15, 16] наглядная модель позволила объяснить ряд зависимостей характеристик ТИ от параметров среды и лазерного излучения, в том числе наличие оптимального фазового сдвига между компонентами двухцветного поля. В рамках использовавшихся в [15, 16] приближений величина этого сдвига постоянна и не зависит от параметров эксперимента. Однако в различных независимых экспериментальных исследованиях и численных расчетах были получены разные значения оптимальной фазовой задержки между лазерным излучением на частотах из и 2из [15,16,19-22]. В работах [21-24] предложены расширенные подходы к описанию процесса генерации направленных токов, в которых учитывается кулоновское взаимодействие между отрываемым электроном и остовом атома или молекулы. Предложенные подходы позволяют выйти за рамки приближения сильного поля и проводить моделирование в широком диапазоне интенсивностей оптических импульсов. На основе как одномерных [22], так и трехмерных [24] квантовомеханических расчетов показано, что величина оптимального фазового сдвига ¡р между компонентами двухцветного импульса должна существенно зависеть от интенсивности лазерного излучения. При низких интенсивностях она должна быть постоянной и равной -кN, где N - целое число. При переходе к высокой интенсивности, начиная со значений 1013 — 1014 Вт/см2, оптимальное значение должно плавно уменьшаться на величину 7г/2 и выходить на насыщение при значениях интенсивности ~ 1015 Вт/см2 [24]. Здесь и далее предполагается, что зависимость от времени I суммарного поля лазерного излучения Е(1) в области генерации ТИ имеет вид Е(1) = £?!(*) со8(а;*) + Е2{1) сов{2ш1 + р), где Е1(1) и Ео ) - огибающие импульсов на частотах из и 2со соответственно.
Данная работа посвящена экспериментальному и теоретическому исследованию зависимости оптимального фазового сдвига между излучением на основной и удвоенной частотах от энергии двухцветного лазерного импульса при различных его длительностях и фокусных расстояниях линз, используемых при генерации ТИ в плазме оптического пробоя воздуха. Полученные экспериментальные результаты сопоставлены с результатами численных квантовомеханических расчетов, проведенных при параметрах оптических импульсов и газа, приближенных к их экспериментальным значениям.
Схема эксперимента изображена на рис.1. Фем-тосекундный лазерный импульс (центральная дли-
Lens ВВО Polarizer
Absorber
Рис. 1. Схема экспериментальной установки
на волны составляла А = 800 нм, длительность варьировалась от 50 до 127 фс) фокусировался при помощи сферической линзы в воздухе. Для генерации второй гармоники использовался кристалл ВВО II толщиной 100 мкм. Оптические импульсы после кристалла ВВО падали на пленочный поляризатор. Изначальная ориентация поляризации импульсов с А = 800 нм и кристалла ВВО была такой, что на поляризатор падали вертикально поляризованное излучение с А = 400 нм и эллиптически поляризованное излучение с А = 800 нм. Излучение с А = 400 нм частично отражалось от поляризатора, а частично проходило сквозь него. Вертикально поляризованная компонента излучения с А = 800 нм отражалась полностью, а горизонтально поляризованная часть проходила сквозь поляризатор. В результате в генерации ТИ участвовали вертикально поляризованные оптические импульсы с А = 400 и 800 нм. Линейность поляризации импульсов А = 400 и 800 нм и совпадение их плоскостей поляризации в данном эксперименте позволяют существенно упростить теоретическую трактовку получаемых результатов. Генерируемые в фокальной области терагерцовые импульсы при помощи параболических зеркал направлялись в ячейку Голея для измерения их энергии. Излучение
80
И. Е. Иляков, Б. В. Шишкин, Л. Н. Александров, М. Ю. Емелпн, М. Ю. Рябпкпн
лазера отсекалось пластинкой из кремния, прозрачной для ТИ. Изменение относительной фазы между излучением с Л = 800 и 400 нм производилось смещением кристалла ВВО вдоль направления распространения лазерных импульсов.
Интенсивность оптического излучения в фокальной перетяжке в определенных пределах может плавно регулироваться путем изменения полной энергии лазерного импульса [25]. При этом чем короче фокусное расстояние используемой линзы, тем более высокая интенсивность может быть достигнута. С другой стороны, чем длиннее фокусное расстояние линзы, тем больший объем занимает плазма, что позволяет регистрировать ТИ при меньших интенсивностях лазерных импульсов. Для расширения рабочего диапазона интенсивностей оптических импульсов использовались линзы с различными фокусными расстояниями (150, 200 и 300 мм).
На рис. 2 представлены типичные зависимости энергии ТИ от положения кристалла ВВО при раз-
130 140 150 160 BBO-to-focus distance (mm)
Рис. 2. Зависимости энергии ТИ от положения кристалла ВВО при различных значениях энергии лазерного импульса. Для наглядности все кривые приведены к единому масштабу: максимуму и минимуму энергии ТИ присвоены значения 1 и 0
личных энергиях оптических импульсов. Видно, что с ростом энергии оптических импульсов происходит монотонный сдвиг периодической зависимости в направлении от искры. На рис. За представлены измеренные величины таких сдвигов при различных энергиях и фокусных расстояниях линз. Измерялись положения ВВО, соответствующие локальному минимуму энергии ТИ ("неоптимальному" сдвигу фаз), ввиду того что они определяются точнее, чем положения, соответствующие максимуму. "Неоптималь-
160
100 1000 100 Laser pulse energy (jxJ)
1000
Рис. 3. Зависимости "неоптимального" положения ВВО от энергии лазерного импульса при различных значениях длительности лазерного импульса Г и фокусного расстояния линзы F: (а) Г = 52 фс, F = 150, 200 и 300 мм; (b) F = 300 мм, Г = 52, 118 и 127 фс
ный" сдвиг фаз смещен относительно оптимального на 7г/2±7гЛг, где N - целое число [9,10,19-24]. Ограничения по значениям энергии лазерных импульсов в представленных измерениях определяются чувствительностью системы регистрации ТИ (при низких энергиях)
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.