Письма в ЖЭТФ, том 90, вып. 3, с. 199-203
© 2009 г. 10 августа
Туннельная ионизация воздуха в сильном поле фемтосекундных
лазерных импульсов
А. А. Ионин, С. И. Кудряшов1^, Л. В. Селезнев, Д. В. Синицын
Физический институт им. П.Н.Лебедева РАН, 119991 Москва, Россия
Поступила в редакцию 24 апреля 2009 г.
После переработки 1 июля 2009 г.
С помощью оптико-акустического метода исследован эффект туннельной ионизации воздуха, возбуждаемого мощными одиночными фемтосекундными импульсами с докритическими пиковыми мощностями. С ростом интенсивности лазерного излучения в интервале ~ 0.5—20 ПВт/см2 наблюдается насыщение амплитуды акустического давления с соответствующим снижением показателя нелинейности данной зависимости. Анализ процесса ионизации молекул воздуха в рамках модели туннельной ионизации Аммосова-Делоне-Крайнова предсказывает для данных условий воздействия фемтосекундного лазерного излучения слабонелинейный рост и насыщение выхода однозарядных ионов при степени ионизации воздуха, близкой к 50%.
РАСБ: 32.80.Rm, 42.50.Hz, 43.35.Ud
1. Взаимодействие интенсивных ультракоротких лазерных импульсов (УКИ) с атомными и молекулярными газовыми средами лежит в основе многих физических явлений - таких, как генерация высших гармоник и аттосекундных импульсов, которые представляют большой интерес как в фундаментальном плане (например, в задачах возбуждения и диагностики одно- и многоэлектронной атомной и молекулярной динамики [1], а также горячей плазмы твердотельной плотности [2,3]), так и в плане практического применения излучения мягкого рентгеновского диапазона в метрологии наноструктур и нано-фотолитографии. Взаимодействие УКИ с атомарными газами хорошо изучено в диапазонах интенсивности I ~ Ю-2—1.0 ПВт/см2, где происходит переход от многофотонной к туннельной однократной ионизации атомов при величинах параметра адиабатич-ности Келдыша 7 = уч7р/2Д ~ 1 (С/р - потенциал ионизации частиц и Д = е2\Е\2\/4.тш2 - пондеромо-торный потенциал электрона с зарядом е и массой то в лазерном электрическом поле с циклической частотой ш и напряженностью Е [4]) с насыщением выхода ионов [4-6], а также в области I ~ 102 —103 ПВт/см2, где проявляются, в частности, стабилизация атомов в сильном поле с подавлением [7,8] и релятивистские эффекты [9]. Между тем промежуточный диапазон I ~ 1—102 ПВт/см2, где напряженность лазерного поля Е изменяется от суб-атомных до сверх-атомных величин (Е ~ 109—Ю10 В/см), изучен относительно слабо как для атомных, так и для молекулярных га-
1'е-таП: sikudresci.lebedev.ru
зов [4-6,10]. Последний случай представляет особый интерес, поскольку в более слабых лазерных полях (Е ~ 108В/см, I ~ 0.1 ПВт/см2) многие относительно простые - двухатомные - молекулы демонстрируют необычный эффект подавления туннельной ионизации (по сравнению с атомами с близким потенциалом ионизации) [10], природа которого не совсем понятна. Напротив, в более сильных полях с Е ~ 10® В/см, I ~ 10 ПВт/см2 можно ожидать более универсального поведения атомов и молекул ввиду значительно большей роли в электронной динамике лазерного поля по сравнению с кулоновским. Взаимодействие атомов и молекул с сильными лазерными полями атомной напряженности также, может проявляться при филаментации УКИ в газах. В частности известно, что средняя по объему филаментов величина I ~ 0.1 ПВт/см2 [11], однако последние данные показывают, что в зонах рефокусировки локальные значения I могут достигать 1 ПВт/см2 [12], вызывая более сильную ионизацию среды. Поэтому исследование, понимание и описание явления филаментации в прозрачных средах с различными агрегатными состояниями требуют новых экспериментальных и теоретических подходов - в частности, к изучению ионизации этих сред.
В данной работе мы сообщаем об оптико-акустическом (ОА) исследовании эффекта туннельной ионизации молекул воздуха в поле мощных фемтосекундных лазерных импульсов с пиковыми мощностями, приближающимися к критической мощности самофокусировки в воздухе, и интенсив-ностями 10 ~ 0.5—20 ПВт/см2 (7 -С 1) в режиме
насыщения однократной ионизации среды. С учетом эффекта самофокусировки УКИ в воздухе условия эксперимента соответствовали условиям ионизации газа в зонах рефокусировки в филамен-тах. ОА метод регистрации позволил использовать схему эксперимента значительно более простую, чем масс-спектрометрические схемы с атомными или молекулярными пучками в предшествующих исследованиях.
2. В наших ОА исследованиях использовалась экспериментальная установка (рис.1), включающая в се-
storage oscilloscope
photodiode
PC for data acquisition
46 Delay (|is)
Рис.1. Блок-схема экспериментальной установки для оптико-акустических исследований фемтосекундного лазерного возбуждения газов, (а) ОА сигналы в возду-
хе при I и 1.3 ПВт/см (
сплошная линия
) и 18 ПВт/см2
(штриховая линия); (Ь) снимок прошедшего лазерного излучения в дальней зоне (45 см) за фокусом при
1 и 5 ПВт/см2
бя проточный реактор с встроенной системой акустической регистрации и системой фотовозбужения газов одиночными импульсами титан-сапфирового лазера (Авеста Проект) с длиной волны 744 нм, длительностью Т\ j2 около 120 фс (на полувысоте) и энергией до 8 мДж в ТЕМоо моде. Лазерные импульсы фокусировались в пятно диаметром (на уровне 1/е2) 2wq ~ 12мкм (согласно расчетам и измерениям абляции поверхности кремния) непосредственно перед пьезоэлектрическим датчиком MiniWAT-
2 [13]. Электрический импульс с датчика подавался на 50-омный вход цифрового осциллографа TDS-2024 (Tektronix), запускавшегося импульсом с быстрого фотодиода DET-210 (Thorlab), засвечиваемого слабым лазерным бликом. В данном исследовании в качестве газовой среды мы брали фильтрованный атмосферный воздух (вследствие его известной кри-
тической мощности самофокусировки И-сгН ~ ЗГВт [14]) и использовали относительно низкие энергии лазерных импульсов (< 0.4 мДж, пиковая мощность И-о < ЗГВт), что позволяло сфокусировать лазерное излучение до интенсивности ~ 0.5^20 ПВт/см2 непосредственно в фокальной области без филаментации (принято считать, что в филаментах достигается значительно меньшее фиксированное значение интенсивности излучения I < 0.1 ПВт/см2 [11]). Напротив, при энергиях импульсов выше 0.4мДж (И-о > И-сгн) мы наблюдали - по мере роста их энергии - единичные и множественные филаменты, сопровождавшиеся выходом полихроматического излучения конической эмиссии, суперконтинуума и высших гармоник. Тем не менее, даже при малых энергиях УКИ, отвечающих докритическим пиковым мощностям, при расчете пиковой интенсивности излучения в фокусе мы учитывали эффект его частичной самофокусировки [15]
4 =
TTWÂ
Wo
Went
(1)
где второй множитель в правой части отвечает за самофокусировку УКИ с мощностью И-о-
3. В проведенных исследованиях ОА сигналы регистрировались при различных значениях пиковой интенсивности УКИ 1о и 0.5^20 ПВт/см2, достигнутых при постоянной фокусировке путем ослабления энергии импульсов с помощью отражательного поляризационного ослабителя. Регистрируемые ОА сигналы имели вид практически монополярных импульсов давления сжатия с амплитудой Рсотр (рис-!*3)! отражая, согласно предшествующим исследованиям [16], акустическую релаксацию нагретого воздуха в фокальном объеме после суб-микросекундной тер-мализации поглощенной энергии лазерного излучения (при значениях I < 20 ПВт/см2 - с образованием ударной волны; см. появление фазы разрежения на рис.1а). В указанном диапазоне интенсивности излучения зависимость РСОтр(-М вначале растет слабонелинейно (осЦ'г, по сравнению с ос/«-11 при многофотонной ионизации молекул кислорода и азота), а затем приближается к насыщению (рис.2). Соответственно, вследствие высоких - порядка "атомных" (и 35ПВт/см2 [17]) - значений 1о, использованных в настоящей работе, можно предположить насыщение амплитуды ОА сигнала с ростом 1о благодаря высокой (близкой к 100%) степени ионизации молекул воздуха в единственном псевдолинейном (с учетом самофокусировки) фокусе. Высокая степень ионизации воздуха независимо подтверждается образованием оптически контрастной лазерной
§
а,
10
0.1
•S
_|_I_I I I I
= 2.7±0.2
_1_I_I_I_I_I I I I
10
I0 (PW/cm2)
Рис.2. Зависимость амплитуды OA сигнала давления -Рсотр от Jo в двойных логарифмических координатах logPcomp — log Jo- Прямая линия показывает угловой наклон S зависимости при низких Jo
100
200 300 t (fs)
400 500
Рис.3. Временные профили константы скорости ионизации Jíion для значений ^o и 3.6 (кривая 2) и 18 (кривая 3) ПВт/см2. Кривая 1 представляет профиль УКИ, используемый в расчетах
1
1
0
искры с отрицательной вариацией показателя преломления 5п и —ЛГР1а8/2ЛГсгц(744нм)~ —Ю-2 для плотности воздушной плазмы Жр]а8, близкой к плотности молекул в воздухе (3 • 1О10см_3), и критической плотности плазмы на длине волны 744 нм ^сгц(744нм)« 2 • 10" см"3. В результате оптически контрастная воздушная плазма вызывает рефракцию или рассеяние на них возбуждающих фемтосекундных лазерных импульсов с докритической мощностью (рис.1Ь). Вместе с тем, при столь высоких значениях 1о вследствие самофокусировки и модуляционной неустойчивости УКИ можно ожидать формирования в поперечном распределении интенсивности лазерного излучения нескольких конкурирующих нелинейных фокусов ("горячих точек") [18] с существенно меньшими, чем 1о ~ 1—10ПВт/см2, величинами локальной интенсивности излучения.
С целью более детальной интерпретации экспериментально наблюдаемой зависимости РСОтр(-М было проведено моделирование ионизации молекул воздуха УКИ с 1о = 0.5—20 ПВт/см2. В данном диапазоне 1о, соответствующем величине параметра адиа-батичности Келдыша 7 -С 1, ожидается преимущественно туннельная, а не многофотонная, ионизация молекул воздуха в поле мощных фемтосекундных лазерных импульсов с "атомными" пиковыми интенсивностями. Соответствующие расчеты вероятности туннельного выхода ионов у-10п осуществлялись в несколько шагов. Во-первых, рассчитывались временные зависимости константы скорости ионизации Я-10п(1(1)) в течение УКИ с гауссовым профилем 1(1) = 1о ехр[— (¿/тх/г)2 1п 2] и заданным значением 1о (рис.3), ис
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.