Филаментация сверхкоротких импульсов среднего инфракрасного диапазонаНИР

Filamentation of ultrashort mid-infrared laser pulses

Источник финансирования НИР

грант РФФИ

Этапы НИР

# Сроки Название
1 1 января 2017 г.-31 декабря 2017 г. Филаментация сверхкоротких импульсов среднего инфракрасного диапазона
Результаты этапа: Исследованы экспериментально и теоретически филаментационные режимы в полупроводниковых средах с уникальными нелинейными и ионизационными свойствами в среднем ИК-диапазоне. Определена роль главных нелинейно-оптических эффектов, происходящих при филаментации сверхкоротких импульсов в полупроводниковых средах, таких как параметрические четырехволновые взаимодействия, самоукручение заднего фронта импульса, роль плазменных эффектов и лавинной ионизации. Определены условия генерации импульсов длительностью менее одного оптического периода.
2 1 января 2018 г.-31 декабря 2018 г. Филаментация сверхкоротких импульсов среднего инфракрасного диапазона
Результаты этапа: Генерация мощных сверхкоротких импульсов среднего инфракрасного (ИК) диапазона является важной задачей нелинейной оптики всвязи с ключевой ролью таких импульсов в процессах генерации высоких оптических гармоник [1-3], филаментации [4-6], необычных режимов нелинейно-оптических преобразований лазерных импульсов [7] и ускорения частиц [8]. Всем этим приложениям требуется одновременно длительный период электромагнитного поля, возможный в среднем ИК-диапазоне, высокая энергия и предельно короткая длительность лазерного импульса, составляющая всего несколько оптических периодов. Достижение всех этих трёх условий одновременно - одна из ключевых задач сверхбыстрых лазерных технологий. Ограниченная ширина полосы усиления лазерных кристаллов в среднем ИК-диапазоне не позволяет генерировать настолько короткие импульсы непосредственно из лазерного усилителя, поэтому для получения таких импульсов требуется внешний компрессор. Основными технологиями компрессии таких импульсов является волноводная компрессия, основанная на генерации суперконтинуума и последующей компенсации его спектральной фазы [9-11], солитонная самокомпрессия в обладающих аномальной дисперсией полых волноводах [12], филаментационная самокомпрессия импульсов, при которой импульс в небольшой центральной области пучка сжимается при совместном действии спектрального уширения и плазменной аномальной дисперсии [13-16], и компрессия в прозрачных диэлектриках с аномальной дисперсией [17,18]. Все эти методы имеют фундаментальное ограничение на пиковую мощность сжимаемого импульса, составляющее несколько критических мощностей самофокусировки Pcr. В прозрачных диэлектриках энергия сжимаемых импульсов ограничена на микроджоулевом уровне, так как критическая мощность самофокусировки Pcr составляет несколько мегаватт. Распространение лазерного пучка с большим отношением P/Pcr, где P - мощность импульса, сопровождается распадом пучка на множество отдельных филаментов и как следствие потерей связности и когерентности пучка. В настоящем Проекте показан новый метод высокоэффективной самокомпрессии импульсов, мощность которых на много порядков превышает критическую мощность самофокусировки, при лазерно-индуцированной филаментации в прозрачных диэлектриках в условиях аномальной дисперсии. Полученные импульсы обладают уникальной комбинацией высокой энергии, предельно короткой длительности и большой центральной длинной волны, лежащей в среднем ИК-диапазоне. Энергия экспериментально полученных импульсов составляет более 20 мДж, их пиковая мощность превышает 400 ГВт, и их длительность составляет около двух оптических периодов. Экспериментальные исследования филаментационных режимов распространения и высокоэффективной самокомпрессии сверхкоротких импульсов среднего ИК-диапазона в прозрачных диэлектриках. Экспериментальные исследования филаментационных режимов распространения и высокоэффективной самокомпрессии сверхкоротких импульсов среднего инфракрасного (ИК) диапазона в прозрачных диэлектриках проведены с помощью уникального источника мощных сверхкоротких импульсов среднего ИК-диапазона, состоящнго из твердотельного иттербиевого задающего лазера с регенеративным усилителем, промежуточного трехступенчатого оптического параметрического усилителя и трехступенчатого оптического параметрического усилителя чирпированных импульсов (рис. 1). Рис. 1. (приведен в прилагаемом файле) Экспериментальная схема фемтосекундного лазерного комплекса, работающего в среднем ИК-диапазоне и генерирующего импульсы с центральной длиной волны 3.9 мкм, энергией до 30 мДж, длительностью 80 фс. S - стретчер, С - компрессор, SC - излучение суперконтинуума, GS - гризменный стретчер, GC - решеточный компрессор, YAG, KTP, KTA - нелинейные кристаллы, SHG FROG -- оптическое стробирование с разрешением по частоте на основе генерации второй гармоники. В качестве задающего лазера используется твердотельный Yb:CaF2 лазер, формирующий сверхкороткие импульсы с центральной длиной волны около 1030 нм. Энергия этих ~200-фс импульсов в нашей системе может быть увеличена методом регенеративного усиления до 15 мДж при частоте повторения импульсов 1 кГц. Для целей генерации сверхкоротких импульсов в среднем ИК-диапазоне используются регенеративно усиленные импульсы с центральной длиной волны 1030 нм, энергией около 1 мДж и длительностью около 200 фс, служащие излучением накачки в схеме трехступенчатого оптического параметрического усиления. На выходе оптического параметрического усилителя формируются импульсы с центральной длиной волны 1460 нм и длительностью около 200 фс. После увеличения их длительности с помощью гризменного стретчера эти импульсы используются в качестве сигнальной волны в схеме трехступенчатого оптического параметрического усиления (ОПУ) чирпированных импульсов, реализуемого в трех установленных последовательно кристаллах КТА. Полем накачки для этого процесса служат импульсы излучения Nd:YAG-лазера длительностью 100 пс, формируемые в трех пучках с энергиями 50, 250 и 700 мДж, обеспечивающих оптическую накачку трех кристаллов КТА. Энергия излучения холостой волны на выходе оконечного каскада оптического параметрического усилителя чирпрированных импульсов превышает 50 мДж. Путем сжатия с помощью решеточного компрессора формируются импульсы с центральной длиной волны 3.9 мкм, энергией до 30 мДж и длительностью около 80 фс. Временная характеризация импульса с восстановлением фазы поля производится методом оптического стробирования с разрешением по частоте на основе генерации второй гармоники (SHG FROG) в кристалле AgGaS2 толщиной 0.5 мм. Схема эксперимента показана на рис. 2. Лазерный пучок излучения с длиной волны 3.9 мкм фокусируется линзой с фокусным расстоянием f = 75 см, выполненной из прозрачного в этой спектральной области материала BaF2, в кристалл YAG, находящийся на расстоянии 50 см от линзы и имеющий аномальную дисперсию в среднем ИК-диапазоне на длинах волн >1.6 мкм. В кристалле происходит филаментационная динамика лазерного поля и солитонная самокомпрессия импульса до длительности несколько оптических периодов. Рис. 2. (приведен в прилагаемом файле) Экспериментальная схема. Лазерный пучок фокусируется линзой, выполненной из BaF2, в кристалл YAG, имеющий аномальную дисперсию в среднем ИК-диапазоне, в котором происходит солитонная самокомпрессия импульса до длительности несколько оптических периодов. Временная и спектральная характеризация импульса осуществляется методом оптического стробирования с разрешением по частоте на основе генерации второй гармоники (SHG FROG). Временная и спектральная характеризация импульса до и после его нелинейного взаимодействия с кристаллом YAG показана на рис. 3. Самокомпрессия импульса происходит в кристалле YAG толщины 2 мм, расположенном на расстоянии 50 см от линзы с фокусным расстоянием 75 см (рис. 2). В результате совместного действия фазовой самомодуляции и аномальной дисперсии импульс испытывает солитонную самокомпрессию в 3 раза. Длительность полученного импульса составляет около 30 фс (рис. 3а), что соответствует 2.3 оптических периодов на центральной длине волны импульса 3.9 мкм. Спектр сжатого импульса (рис. 3b) представляет собой суперконтинуум, простирающийся от 3000 до 4700 нм. Энергия полученных импульсов составляет 19.7 мДж, что соответствует энергетической эффективности компрессии >93%. Рис. 3. (приведен в прилагаемом файле) Результаты экспериментов по солитонной самокомпрессии 21-мДж 94-фс импульса с центральной длиной волны 3.9 мкм в кристалле YAG толщиной 2 мм. (а, b) Восстановленный методом оптического стробирования с разрешением по частоте на основе генерации второй гармоники (SHG FROG) временной профиль (a, сплошная кривая), фаза (а, пунктирная кривая) и спектр (b, сплошная кривая) и спектральная фаза (b, пунктирная кривая) сжатого импульса. (штриховая кривая). Штриховой кривой показан временной профиль (а) и спектр (b) сжатого импульса. Расчетные профили показаны зеленой заливкой. Для проверки однородности компрессии импульса а различных частях лазерного пучка были проведены измерения длительности импульса после круглой диафрагмы, расположенной в различных частях лазерного пучка. Длительность импульса на переферии лазерного пучка при его интенсивности 1/e2 от максимальной интенсивности составляет 38 фс, т.е. всего на 30% больше его длительности в центре лазерного пучка, что свидетельствует о высокой степени однородности полученной компрессии импульса. Рис. 4. (приведен в прилагаемом файле) Измерение однородности компрессии 21-мДж 94-фс импульса с центральной длиной волны 3.9 мкм на выходе кристалла YAG толщиной 2 мм в различных частях лазерного пучка. Заливкой показан временной профиль сжатого импульса, измеренный после апертуры, установленной в различных областях лазерного пучка, показанных серым кружком на изображении профиля пучка справа. Красной кривой показан интегрированный по всему пучку профиль сжатого импульса. Критическая мощность самофокусировки Pcr в кристалле YAG составляет около 2 МВт на длине воны 3.9 мкм. Пиковая мощность P полученных импульсов составляет около 500 ГВт, что в 250000 раз больше критической мощности самофокусировки. При таком отношении P/Pcr возникает опасность распада пучка на мелкомасштабные филаменты и потери когерентности пучка. Для анализа эффектов самовоздействия пучка было проведено трехмерное суперкомпьютерное моделирование распространения поля в кристалле YAG. Теоретический анализ распространения мощных сверхкоротких световых ИК-сигналов основан на решении трехмерного обощенного нелинейного уравнения Шредингера для комплексного представления электрического поля в параксиальном приближении, модифицированного для учета влияния сверхбыстрой ионизации среды световым полем. Данное уравнение является следствием системы уравнений Максвелла, материальных уравнений и уравнений гидродинамики плазмы в приближения модели медленно меняющейся волны. Подробное описание уравнений приведено в работах [19-22]. Выбранная модель учитывает все основные физические эффекты, проявляющиеся при распространении мощных сверхкоротких импульсов в материальной среде. Чтобы учесть дисперсию материала точно, не прибегая к разложению в ряд по отстройкам от центральной частоты, дисперсионный оператор вычесляется в спектральном представлении. Данное обстоятельство является существенным, т.к. рассматриваемая модель предназначена для описания широкого класса нелинейных процессов, включая генерацию суперконтинуума и формирование однопериодных и субпериодных импульсов, для которых разложение частотного профиля дисперсии в ряд по степеням частотной отстройки становится неприменимым. Используемая в работе физическая модель учитывает также явления линейного поглощения и дифракции, наводимую полем добавку к показателю преломления за счет эффекта Керра второго, четвертого и, в случае необходимости, высших порядков, явления самоукручения и пространственно-временной фокусировки, а также эффекты поглощения, дисперсии, рассеяния и дефокусировки, обусловленные сверхбыстрой ионизацией среды в процессе распространения лазерного импульса. Уравнение распространения решается методом расщепления по физическим факторам. Линейные дифракционный и дисперсионный операторы этого уравнения вычисляются с помощью метода Фурье. Нелинейная часть уравнения распространения, а также уравнение динамики электронной плотности решаются методом Рунге-Кутта четвертого порядка точности. Важно отметить, что при анализе распространения мощных сверхкоротких импульсов в режиме множественной филаментации, приближения аксиальной симметрии пучка, позволяющее существенно упростить решение уравнения, становится необоснованным ввиду случайного характера пространственного распределения точек роста модуляционных неустойчивостей пучка, обусловленных шумовой природой флуктуаций интенсивности поля по пучку. В полностью трехмерном варианте уравнение распространения, содержащее к тому же временную переменную (такая модель часто называется (3 + 1)-мерной), приводит к расчетам высокой вычислительной сложности и требует суперкомпьютерного моделирования. Суперкомпьютерное численное моделирование выполнено на крупнейших российских суперкомпьютерах “Ломоносов” и “Ломоносов-2” МГУ им. М.В. Ломоносова. Сравнение расчетных и экспериментальных временных профилей и спектров импульса приведено на рис. 3, где расчетные профили показаны зеленой заливкой, а экспериментальные сплошными кривыми. Согласие расчетных и экспериментальных профилей импульса на выходе кристалла YAG свидетельствует о хорошей предсказательной способности выбранной модели. На рис. 5 представлена динамика профиля пучка распространяющегося в кристалле YAG 21-мДж 94-фс импульса с центральной длиной волны 3.9 мкм. Эффекты самовоздействия, проявляющиеся при сильном превышении критической мощности самофокусировки, приводят к мелкомасштабной самофокусировки и образованию “горячих точек” на профиле интенсивности пучка при z = 4.5 мм (рис. 5а) и к возникновению нежелательной кольцевой формы спектра пучка (рис. 5b). Благодаря тому, что самокомпрессия импульса происходит на дистанции около 2 мм, которая меньше, чем дистанция распада пучка на мелкомасштабные филаменты (около 4.5 мм), удается избежать этих эффектов при аккуратном выборе длины кристалла. Рис. 5. (приведен в прилагаемом файле) (a) Динамика профиля интенсивности поля в поперечном сечении пучка при различной дистанции распространения z, подписанной на рисунках, (b) Фурье-преобразование от профиля пучка, показанного на панелях (а). Динамика максимальной интенсивности поля и индуцированной им электронной плотности представлена на рис. 6а, 6b. На этих кривых виден первый локальный максимум на дистанции распространения около 1.5 мм, в котором увеличение интенсивности поля происходит из-за самокомпрессии импульса, показанной на рис. 5с. Второе увеличение максимальной интенсивности поля при z = 4.5 мм происходит из-за распада пучка на множество мелкомасштабных филаментов (рис. 5а). Модуляционная неустойчивость приводит к усилению флуктуаций профиля интенсивности пучка и образованию локальных мелкомасштабных филаментов, в каждом из которых мощность импульса составляет около одной критической мощности самофокусирвки, а интенсивность определяется балансом эффектов керровской самофокусировки и плазменной дефокусировки пучка. Рис. 6. (приведен в прилагаемом файле) Динамика (а) максимальной интенсивности поля на оси пучка, (b) максимальной индуцированной лазерным импульсом электронной плотности на оси пучка, (с) временного профиля импульса, (d) спектра импульса при самокомпрессии 21-мДж 94-фс импульса с центральной длиной волны 3.9 мкм в кристалле YAG толщиной 2 мм. На панелях (а, b) серым прямоугольником показана область, в которой длительность импульса составляет менее 35 фс. Солитонная самокомпрессия субтераваттных импульсов в прозрачном диэлектрике. При одномерной динамике импульса, т.е. когда оптическое поле можно рассматривать как функцию только одной продольной пространственной координаты и нет зависимости от радиальных координат, солитонная самокомпрессия импульса во временном представлении является универсальным явлением для сверхкоротких импульсов, распространяющихся в режиме аномальной дисперсии. Этот эффект широко используется для компрессии в оптических волокнах [23] и описан на основе классических решений нелинейного уравнения Шредингера (НУШ) [24, 25]. При такой идеализированной одномерной динамике сверхкороткие импульсы распространяются в среде с аномальной дисперсией и мгновенной кубической нелинейностью, показывая периодическую динамику, в которой фазы компрессии импульса сменяются фазами его растяжения. Эта осциллирующая динамика полностью контролируется солитонным числом N = (ld/lnl)1/2, где ld ¬- дисперсионная длина импульса, а lnl – его нелинейная длина. В таком приближении минимальная длительность солитона достигается на длине lN = (πld/2)(0.32/N + 1.1/N2) [23]. Из-за влияния таких эффектов, как дисперсия высших порядков, самоукручение заднего фронта импульса, инерционной части оптической нелинейности, динамика поля значительно отличается от классического одномерного сценария. Отличия становятся особенно драматическими при достижении импульсом коротких длительностей около одного оптического периода. Еще более сложной становится эволюция поля, когда мощность импульса P превышает критическую мощность самофокусировки Pcr. В этом случае эволюция поля во временном представлении тесно связана с эволюцией поля в пространстве, которая может существенно отличаться в различных частях импульса. Наконец, в режиме P >> Pcr одномерная динамика становится неприменима, т.к. пучок становится неустойчивым по отношению к малым возмущениям его профиля интенсивности, что приводит к образованию “горячих точек” интенсивности пучка, распаду пучка на множество отдельных филаментов и в конечном итоге к потери когерентности лазерного пучка. Результаты трехмерного суперкомпьютерного моделирования ключевых тенденций филаментационной динамики сверхкоротких лазерных импульсов в среде с аномальной дисперсией представлены на рис. 7, 8. Во временном представлении (рис. 7с) видна самокомпрессия импульса на первом этапе его пространственно-временной динамики, при которой при подходящих условиях импульс достигает длительности около одного оптического периода на дистанции его максимального сжатия z = lc. Этап компрессии затем сменяется этапом растяжения импульса, при котором в режиме P >> Pcr пучок распадается на множество филаментов (вертикальные штриховые прямые на строках V-VII на рис. 7а, 7b). Рис. 7. (приведен в прилагаемом файле) Пространственно-временная (3+1)-мерная нелинейная динамика лазерного поля с центральной длиной волны 3.9 мкм и начальной длительностью импульса 80 фс в кристалле YAG, обладающим аномальной дисперсией. (а) Динамика радиального распределения интенсивности пучка, (b) динамика радиального распределения электронной плотности, (c) динамика временного профиля импульса и (d) временной профиль (вверху) и спектр (внизу) импульса в точке его максимальной самокомпрессии. Пиковая мощность P, энергия W и диаметр пучка d составляют P = 5Pcr, W = 13 мкДж, d = 70 мкм (строка I), P = 15Pcr, W = 40 мкДж, d = 120 мкм (строка II), P = 30Pcr, W = 75 мкДж, d = 170 мкм (строка III), P = 100Pcr, W = 250 мкДж, d = 260 мкм (строка IV), P = 200Pcr, W = 500 мкДж, d = 370 мкм (строка V), P = 300Pcr, W = 0.75 мДж, d = 450 мкм (строка VI), P = 500Pcr, W = 1.25 мДж, d = 590 мкм (строка VII). Несмотря на то, что самокомпрессия в режиме аномальной дисперсии уже хорошо изучена в оптических волокнах, в случае свободно распространяющихся пучков эти режимы, как видно из рис. 7, 8, являются частью сложной пространственно-временной эволюции поля, включая дифракцию, самофокусировку за счет керровской нелинейности, дефокусировку и рассеяние на профиле поперечного сечения электронной плотности, индуцированной сверхбыстрой ионизацией, а также филаментацию пучка, пространственные модуляционные неустойчивости, ионизационный синий сдвиг спектра, самоукручение и керровский эффект высокого порядка. Результаты расчетов, представленных на строках V-VII рис. 8b, 8d, показывают, что в режиме P >> Pcr не только одномерный анализ, но и упрощение за счет радиальной симметрии пучка не применимо, т.к. пучок становится неустойчивым по отношению к модуляционной неустойчивости (строки V-VII на рис. 8b, 8d), усиливающей случайные флуктуации поля, которые не имеют радиальной симметрии. Эти флуктуации приводят к горячим точкам, случайно распределенным на профиле интенсивности поперечного сечения пучка (строки V-VII на рис. 8b), а также к асимметричным спеклам в угловом спектре пучка (строки V-VII на рис. 8d), которые приводят к распаду пучка на множественные филаменты (строки V-VII на рис. 7а, 7b), увеличивающие риск оптического пробоя материала и значительно снижающие качество пучка. Рис. 8. (приведен в прилагаемом файле) Динамика множественной филаментации лазерного импульса с центральной длиной волны 3.9 мкм и начальной длительностью импульса 80 фс в кристалле YAG, обладающим аномальной дисперсией. (а, b) Профили поперечного сечения пучка и (с, d) угловые спектры пучка на дистанции максимальной самокомпрессии импульса (a, c) и при z = 6 мм (b, d). Пиковая мощность P, энергия W и диаметр пучка d составляют P = 5Pcr, W = 13 мкДж, d = 70 мкм (строка I), P = 15Pcr, W = 40 мкДж, d = 120 мкм (строка II), P = 30Pcr, W = 75 мкДж, d = 170 мкм (строка III), P = 100Pcr, W = 250 мкДж, d = 260 мкм (строка IV), P = 200Pcr, W = 500 мкДж, d = 370 мкм (строка V), P = 300Pcr, W = 0.75 мДж, d = 450 мкм (строка VI), P = 500Pcr, W = 1.25 мДж, d = 590 мкм (строка VII). Результаты показанных на рис. 7 и рис. 8 расчетов полезны, чтобы оценить длину lm, на которой модуляционная неустойчивость усиливает флуктуации лазерного поля с уровня шумов в начале распространения поля до уровня отдельных сформировавшихся филаментов на конечной стадии эволюции поля. Если параметры лазерного пучка выбраны таким образом, что дифракционная длина пучка ldf больше длины lm, простая оценка lm ≈ 5lnl, которая соответствует коэффициенту усиления модуляционной неустойчивости exp(5) по теории Беспалова-Таланова [25], хорошо согласуется с длиной нарастания модуляционной неустойчивости в (3+1)-мерном моделировании. Более того, в случае если длина солитонной самокомпрессии lc остается меньше, чем вместе ldf и lm, длина солитонной самокомпресии и минимальная длительность импульса, достигаемая в (3+1)-мерном моделировании на рис. 7с, хорошо согласуются с предсказаниями одномерной модели (рис. 9) на основе решения обобщенного нелинейного уравнения Шредингера (ОНУШ) с учетом дисперсии высших порядков, инерции и дисперсии оптической нелинейности и индуцированной полем ионизации [26, 27]. Рис. 9. (приведен в прилагаемом файле) Зависимости длины максимальной компрессии импульса (а, левая ось), и соответственной длительности сжатого импульса (b, левая ось) от интенсивности входного лазерного поля, вычисленные с помощью (3+1)-мерного суперкомпьютерного моделирования (сплошные и полые кружки, ромбы) и с помощью одномерной ОНУШ модели (сплошные кривые). По правой оси показана зависимость максимальной электронной плотности в филаменте от интенсивности входного поля, вычисленная с помощью (3+1)-мерного суперкомпьютерного моделирования (заполненные и незаполненные кружки, ромбы) и с помощью одномерной ОНУШ модели (пунктирные кривые). Штриховой коричневой линией показана длина lm, вычисленная по теории Беспалова-Таланова. Горизонтальная штрих-пунктирная прямая показывает уровень электронной плотности, равный 0.1 критической электронной плотности на центральной длине волны импульса 3.9 мкм, т.е. тот уровень электронной плотности, при которой возникает риск пробоя материала. Начальная длительность импульса 80 фс (синие кривые и заполненные кружки), 150 фс (красные кривые и незаполненные кружки), 250 фс (зеленые кривые и ромбы). Таким образом, результаты одномерного анализа и предсказаний теории Беспалова-Таланова служат хорошей основой для грубой оценки области параметров, в которой может быть получена масштабируемая по пиковой мощности генерация импульсов длительностью около одного оптического периода. Полное (3+1)-мерное моделирование, результаты которого показаны на рис. 7, 8, служит для тонкой настройки параметров лазерного поля и материала в пределах этой области, необходимой для получения масштабируемых по пиковой мощности импульсов длительностью около одного оптического периода. В заключение, на втором этапе Проекта продемонстрировано экспериментальное и теоретическое исследование филаментационных режимов распространения сверхкоротких импульсов среднего ИК-диапазона в прозрачных диэлектриках. Развиты методы высокоэффективной самокомпрессии мощных импульсов в режиме аномальной дисперсии и генерации суперконтинуума в среднем ИК-диапазоне. Энергетическая эффективность компрессии импульса составила более 90%, а длительность сжатого импульса достигает около двух оптических периодов. Показано, что новый метод компрессии импульсов масштабируется в отношении пиковой мощности импульса в широком диапазоне от 5 до >250000 критических мощностей самофокусировки в нелинейном кристалле. Максимальная пиковая мощность сжимаемых импульсов достигает субтераваттного уровня. С помощью трехмерного суперкомпьютерного моделирования проведен детальный анализ результатов экспериментальных исследований, который позволил определить физические механизмы, лежащие в основе филаментации субтераваттных импульсов среднего ИК-диапазона в прозрачных диэлектриках. Солитонная динамика самокомпрессии импульса в данном режиме является частью сложной пространственно-временной эволюции поля, включающей дифракцию, самофокусировку за счет керровской нелинейности, дефокусировку и рассеяние на профиле поперечного сечения электронной плотности, индуцированной сверхбыстрой ионизацией, а также филаментацию пучка, пространственные модуляционные неустойчивости, ионизационный синий сдвиг спектра, самоукручение и керровский эффект высокого порядка. Показано, что простые оценки по теории модуляционной неустойчивости Беспалова-Таланова и полученные путем решения одномерного обобщенного уравнения Шредингера могут служить хорошим ориентиром для поиска параметров лазерного поля и нелинейной среды, при которых возможна генерация импульсов длительностью около одного оптического периода. Список литературы. 1. Brabec, T. & Krausz, F. Intense few-cycle laser fields: frontiers of nonlinear optics. Rev. Mod. Phys. 72, 545–591 (2000). 2. Kapteyn, H., Cohen, O., Christov, I. & Murnane, M. Harnessing attosecond science in the quest for coherent X-rays. Science 317, 775–778 (2007). 3. Corkum, P. B. & Krausz, F. Attosecond science. Nat. Phys. 3, 381–387 (2007). 4. Silva, F. et al. Multi-octave supercontinuum generation from mid-infrared filamentation in a bulk crystal. Nat. Commun. 3, 807 (2012). 5. Shim, B., Schrauth, S. E. & Gaeta, A. L. Filamentation in air with ultrashort mid-infrared pulses. Opt. Express 19, 9118–9126 (2011). 6. Kartashov, D. et al. Mid-infrared laser filamentation in molecular gases. Opt. Lett. 38, 3194–3197 (2013). 7. Popmintchev, T. et al. Bright coherent ultrahigh harmonics in the keV X-ray regime from mid-infrared femtosecond lasers. Science 336, 1287–1291 (2012). 8. Tajima, T. & Dawson, J. M. Laser electron accelerator. Phys. Rev. Lett. 43, 267–270 (1979). 9. Schenkel, B. et al. Generation of 3.8-fs pulses from adaptive compression of a cascaded hollow fiber supercontinuum. Opt. Lett. 28, 1987–1989 (2003). 10. Nisoli, M., Silvestri, S. D. & Svelto, O. Generation of high energy 10 fs pulses by a new pulse compression technique. Appl. Phys. Lett. 68, 2793–2795 (1996). 11. Ha¨drich, S., Rothhardt, J., Eidam, T., Limpert, J. & Tu¨nnermann, A. High energy ultrashort pulses via hollow fiber compression of a fiber chirped pulse amplification system. Opt. Express 17, 3913–3922 (2009). 12. Balciunas, T. et al. A strong-field driver in the single-cycle regime based on self-compression in a kagome fibre. Nat. Commun. 6, 6117 (2015). 13. Hauri, C. P. et al. Intense self-compressed, self-phase-stabilized few-cycle pulses at 2 mm from an optical filament. Opt. Lett. 32, 868–870 (2007). 14. Schulz, E. et al. Intense few-cycle laser pulses from self-compression in a self-guiding filament. Appl. Phys. B 95, 269–272 (2009). 15. Skupin, S. et al. Self-compression by femtosecond pulse filamentation: experiments versus numerical simulations. Phys. Rev. E 74, 056601–056609 (2006). 16. Zaır, A. et al. Spatio-temporal characterization of few-cycle pulses obtained by filamentation. Opt. Express 15, 5394–5404 (2007). 17. Durand, M. et al. Self-guided propagation of ultrashort laser pulses in the anomalous dispersion region of transparent solids: a new regime of filamentation. Phys. Rev. Lett. 110, 115001–115004 (2013). 18. Hemmer, M., Baudisch, M., Thai, A., Couairon, A. & Biegert, J. Self-compression to sub-3-cycle duration of mid-infrared optical pulses in dielectrics. Opt. Express 21, 28095–28102 (2013). 19. Voronin A.A., Panchenko V.Ya, Zheltikov A.M. Supercomputations and big-data analysis in strong-field ultrafast optical physics: filamentation of high-peak-power ultrashort laser pulses. Laser Physics Letters 13, 065403 (2016). 20. Воронин А.А., Желтиков А.М. Нелинейная динамика сверхмощных ультракоротких лазерных импульсов: эксафлопные вычисления на лабораторном компьютере и субпериодные световые пули. Успехи физических наук 186, 957-966 (2017). 21. Voronin A.A., Nomura Y., Shirai H., Fuji T., Zheltikov A. Half-cycle pulses in the mid-infrared from a two-color laser-induced filament. Applied Physics B 2, 611-619 (2014). 22. Voronin A.A., Zheltikov A.M. Pulse self-compression to single-cycle pulse widths a few decades above the self-focusing threshold. Physical Review A 94, 023824 (2016). 23. Shen, Y. R. The principles of nonlinear optics (Wiley-Interscience, 1984). 24. Agrawal, G. P., Nonlinear Fiber Optics (Academic, 2001). 25. Bespalov, V. I. & Talanov, V. I. Filamentary Structure of Light Beams in Nonlinear Media. JETP Lett. 3, 307 (1966). 26. Couairon, A. & Mysyrowicz, A. Femtosecond filamentation in transparent media. Phys. Rep. 441, 47–189 (2007). 27. Berge, L., Skupin, S., Nuter, R., Kasparian, J. & Wolf J.-P. Ultrashort filaments of light in weakly ionized, optically transparent media. Rep. Prog. Phys. 70, 1633–1713 (2007).
3 1 января 2019 г.-31 декабря 2019 г. Филаментация сверхкоротких импульсов среднего инфракрасного диапазона
Результаты этапа: Экспериментально и теоретически продемонстрирован метод высокоэффективной компрессии мощных импульсов среднего ИК-диапазона в газовых средах. Основными физическими эффектами, лежащими в основе генерации суперконтинуума, является фазовая самомодуляция и плазменный синий сдвиг спектра импульса, компрессия импульса осуществляется с помощью компенсации нелинейного фазового набега дисперсионным фазовым набегом в точно подобранном материале, имеющем аномальную дисперсию в среднем ИК-диапазоне. Основными физическими факторами, ограничивающими филаментационную компрессию, являются рассеяние лазерного пучка на плазме и модуляционная неустойчивость лазерного пучка. Проведено исследование множественной филаментации мощных лазерных импульсов среднего ИК-диапазона. Показано, что простая оценка характерной длины множественной филаментации вполне применима к сложной взаимосвязанной пространственно-временной динамике поля мощного сверхкороткого импульса среднего ИК-диапазона.

Прикрепленные к НИР результаты

Для прикрепления результата сначала выберете тип результата (статьи, книги, ...). После чего введите несколько символов в поле поиска прикрепляемого результата, затем выберете один из предложенных и нажмите кнопку "Добавить".