Письма в ЖЭТФ, том 90, вып. 2, с. 98-104
© 2009 г. 25 июля
Сверхбыстрое переключение оптического отклика ионизованной среды интерферирующими сверхкороткими
лазерными импульсами
А. М. Желтиков
Физический факультет, Международный лазерный центр, МГУ им. М.В.Ломоносова, 119992 Москва, Россия
Поступила в редакцию 4 июня 2009 г.
Показано, что многопучковые схемы ионизации вещества в газовой и конденсированной фазах с использованием интерферирующих сверхкоротких световых импульсов позволяют существенно повысить максимальную интенсивность светового поля и плотность свободных электронов в области фокуса лазерного излучения по сравнению с однопучковыми режимами ионизации. Такие схемы открывают новые возможности для лазерной микро- и нанообработки материалов, микро- и нанохирургии, спектрального и временного преобразования сверхкоротких световых импульсов, а также дистанционного зондирования атмосферы. Субфемтосекундные изменения локального показателя преломления материала, реализуемые в многопучковых схемах туннельной ионизации, открывают возможности высокоскоростного переключения оптических сигналов.
РАСБ: 42.65.Wi, 42.81.Qb
Ионизация - один из ключевых процессов взаимодействия интенсивного лазерного излучения с веществом. Ионизационные явления в поле сверхкоротких световых импульсов характеризуется рядом важных и интересных особенностей, все шире используемых для спектрально-временного преобразования и передачи сверхкоротких лазерных импульсов и микрообработки материалов. Оптические нелинейности ионизованных газовых сред приводят к эффективному уширению спектра мощных сверхкоротких лазерных импульсов [1-3], позволяют осуществить генерацию широкополосного излучения (суперконтинуума) [4] в видимом, инфракрасном и ультрафиолетовом диапазонах, наблюдать новые режимы генерации оптических гармоник [5], а также открывают возможности временного сжатия мощных сверхкоротких импульсов до длительностей, соответствующих нескольким циклам светового поля [6,7]. Процессы ионизации в твердом теле играют важную роль в лазерной обработке материалов [8] и могут быть использованы для создания компактных элементов для спектрально-временного преобразования сверхкоротких импульсов, включая формирование импульсов с малым числом периодов светового поля [9]. Понимание физических механизмов и основных закономерностей ионизации жидкофазных материалов необходимо для определения оптимальных режимов взаимодействия лазерного излучения с биологическими тканями, включая решение задач лазерной хирургии [10,11].
Ионизация материала стандартным лазерным пучком сопровождается поглощением лазерного излучения вдоль всей области взаимодействия. Одновременно вследствие формирования поперечного профиля плотности свободных электронов с максимумом на оси лазерного пучка происходит дефокусировка лазерного излучения. Эти явления ограничивают эффективность взаимодействия лазерного излучения с веществом, снижают максимальную интенсивность и максимальную плотность электронов в области фокуса лазерного пучка, препятствуют эффективному локальному вложению энергии лазерного излучения в газовую, жидко-фазную или твердотельную мишень, приводят к существенным ограничениям в схемах спектрально-временного преобразования мощных сверхкоротких лазерных импульсов и в технологиях лазерной обработки материалов. В частности, в режиме филаментации вызываемая генерацией свободных электронов дефокусировка светового пучка ограничивает интенсивность светового поля и плотность свободных электронов на уровне, определяемом балансом фокусировки, связанной с положительной линзой, возникающей за счет кубической нелинейно-оптической восприимчивости материала (эффекта Керра), и дефокусировки за счет отрицательной линзы, формируемой пространственным профилем свободных электронов [1,2].
В настоящей работе будет показано, что многопучковые схемы ионизации вещества в газовой и кон-
денсированной фазах с использованием интерферирующих сверхкоротких световых импульсов позволяют существенно повысить максимальную интенсивность светового поля и плотность свободных электронов в области фокуса лазерного излучения по сравнению с однопучковыми режимами ионизации. Такие схемы открывают новые возможности для лазерной микро- и нанообработки материалов, спектрального и временного преобразования сверхкоротких световых импульсов, а также дистанционного зондирования атмосферы.
Запишем добавки к показателю преломления материала, связанные с генерацией свободных электронов и керровской нелинейностью, в виде
Апр(г,Ь) и р(г,1)/2п0рс = п0ш2, (1)
Апк(г,1) = п21(г,Ь). (2)
Здесь р(г, Ь) - плотность свободных электронов, рс -критическая электронная плотность, щ - линейный показатель преломления материала, из - центральная частота лазерного импульса, шр - плазменная частота, Пг - коэффициент керровской нелинейности, - интенсивность лазерного излучения.
В режиме многофотонной ионизации выполняется соотношение
р(г, t) к, акро
i
J [1(г,0]К
и <ткРо[1о(г)}
(3)
где К - минимальное число фотонов поля с частотой и), необходимое для ионизации, сгк - коэффициент многофотонной ионизации, ро - плотность ионизуемых нейтральных частиц, I(r,t) = Io(r)f(t) - интенсивность светового поля с поперечным профилем 1о(г) и временным профилем f(t), тр - длительность светового импульса.
Воспользовавшись условием баланса керровской линзы и линзы, индуцируемой пространственным профилем свободных электронов, с учетом дифракционной расходимости пучка
Апк = Апр + 0.186А 2/жп0а2
(4)
где А - центральная длина волны, а - размер пучка в фокусе, получаем следующие оценки для максимальных значений интенсивности светового поля и электронной плотности в режиме многофотонной ионизации и умеренно жесткой фокусировки [2]:
/2n2n0pc\'
V екроТр J
(5)
Ртах
(2п2п0рс)
к
екроТр
(6)
Для лазерного излучения с центральной длиной волны А = 800 нм имеем рс и 1.7 • 1021 см-3. При длительности импульса тр = 50 фс и характерных параметрах атмосферного воздуха, К = 8, сг% к, и 3 • Ю-06 см16-Вт-8-с"1, п2 и 5 • Ю-19 см2-Вт-1, получаем 1шах и 1.7 • 1013 Вт/см2, ршах и 3 •
• 1016см-3. Для твердого тела с характерными параметрами плавленого кварца, К = б, ро ~ 2.1 •
• 1022 см-3, а6 и Ю-70см12-Вт_6-с_1, п0 и 1.5, п2 и и 3 • Ю-16 см2-Вт-1, выражения (5) и (6) дают следующие оценки при тр = 50фс: 1шах и 2.0 • 1013 Вт/см2, Jmax и 3.0 • 1019 см"3.
В качестве количественной характеристики дефокусировки светового пучка свободными электронами воспользуемся В-интегралом [2], описывающим набег фазы светового поля, связанный с плазменной добавкой к показателю преломления,
Bp(z) =
Z
I
р(0
2п0рс
(7)
где к = шщ/с.
Характерную длину lpi, на которой развивается плазменная дефокусировка [2], определим из условия Bpilpi) = 1. Оценивая интеграл в выражении (7) как
Z
f p(£)dt; и pipi, где р - характерная плотность элек-о
тронов в рассматриваемой области, получаем
pi
1рс 7Г р
А.
(8)
Степень влияния плазменной дефокусировки на динамику светового пучка можно характеризовать через отношение длины 1Р1 к дифракционной длине = ка2:
1р1_ ^ 1 Рс {А4 1Л ~ 27г2п0 р \а,
(9)
Как видно из выражения (9), мера влияния эффектов плазменной дефокусировки на пространственную динамику сверхкороткого импульса определяется отношением критической плотности электронов к характерной плотности электронов в рассматриваемой области, а также отношением диаметра пучка в фокусе к длине волны излучения. На рис.1 представлен параметр рассчитанный в зависимости от фак-
тора (а/А)2 для различных значений отношения рс/р-Горизонтальная штриховая линия на рис.1 соответствует условию \pijld = 1. В области параметров,
К —1
m
к
10 10 10
О3
Г/ 10
10 10 10 10
10
-1
1
10
100
а/Х
Рис.1. Отношение длины плазменной дефокусировки 1Р1 к дифракционной длине 1а, рассчитанное в зависимости от фактора (а/А)2 при рс/р = 10 (сплошная линия), 100 (пунктирная линия), 104 (штрих-пунктирная линия). Горизонтальная штриховая линия соответствует режиму 1рг/1ё = 1- Отмечены области, в которых в однопуч-ковом режиме взаимодействия излучения с веществом возможна: 1 - нанообработка материалов, нанохирур-гия, оптическая обработка информации, 2 - микрообработка материалов, лазерная хирургия, 3 - филамен-тация в газовых средах
лежащей ниже этой линии, эффекты плазменной дефокусировки играют существенную роль при взаимодействии мощного сверхкороткого импульса с газовой или конденсированной средой.
Сплошной линией на рис.1 показана зависимость отношения /рг//<г от параметра (а/А)2 при рс/р к, 10. Такие значения фактора рс/р обычно достигаются в экспериментах по лазерной микро- и нанообработке прозрачных твердотельных материалов, в которых при характерных значениях р к, Ю20 см-3 наблюдаются необратимые изменения материала [12], а также в условиях микро- и нанохирургического воздействия фемтосекундных лазерных импульсов на биологические ткани [10,11]. Для осуществления высокоточной лазерной обработки твердотельных материалов и локального воздействия лазерного излучения на биологические ткани влияние эффектов плазменной дефокусировки должно быть сведено к минимуму. Это требование выполняется в областях параметров 1 и 2 на рис.1. Область 1 соответствует режиму, в котором размер лазерный пучка в фокусе близок к дифракционному пределу, а < А. Этот режим взаимодействия сверхкоротких лазерных импульсов с веществом может быть использован для нанообра-ботки материалов, нанохирургии и оптической обработки информации. Область 2 на рис.1 (размер лазерного пучка в фокусе составляет несколько длин волн) соответствует режиму, который обычно использует-
ся для микрообработки материалов фемтосекундны-ми лазерными импульсами и лазерной микрохирургии.
Штрих-пунктирной линией на рис.1 представлена зависимость отношения от параметра (а/А)2 при рс/р ~ Ю4. Такие значения отношения рс/р характерны для режима филаментации мощных сверхкоротких лазерных импульсов в газовых средах. Этот режим реализуется в условиях относительно слабой фокусировки лазерного пучка (а,/<г А, область 3 на рис.1), позволяющей установить динами
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.