Filamentformering - Filament propagation

I ikke-lineære optikk , filament forplantning er forplantning av en stråle av lys gjennom et medium uten diffraksjon . Dette er mulig fordi Kerr-effekten forårsaker en brytningsindeks i mediet, noe som resulterer i selvfokusering av strålen.

Filamentære skadespor i glass forårsaket av laserimpulser ble først observert av Michael Hercher i 1964. Filamentutbredelse av laserpulser i atmosfæren ble observert i 1994 av Gérard Mourou og hans team ved University of Michigan . Balansen mellom den selvfokuserende refraksjonen og den selv dempende diffraksjonen ved ionisering og sjeldenhet av en laserstråle med terawatt-intensiteter, skapt av kvitret pulsforsterkning , i atmosfæren skaper "filamenter" som fungerer som bølgeledere for strålen og dermed forhindrer divergens. Konkurrerende teorier om at det observerte filamentet egentlig var en illusjon skapt av en aksikonisk (bessel) eller bevegelig fokus i stedet for en "bølgelagt" konsentrasjon av den optiske energien, ble satt til hvile av arbeidere ved Los Alamos National Laboratory i 1997. Selv om de var sofistikerte modeller har blitt utviklet for å beskrive filamenteringsprosessen, en modell foreslått av Akozbek et al. gir en semi-analytisk og lett forståelig løsning for forplantning av sterke laserpulser i luften.

Filamentutbredelse i et halvledermedium kan også observeres i vertikale hulromoverflater som avgir lasere med stor blenderåpning .

Femtosekund laserfilamentering i gassformige medier

Selvfokuserende

En laserstråle som krysser et medium kan modulere brytningsindeksen til medium som

{\ displaystyle n = {n_ {0} + {\ bar {n}} _ {2} I}}

hvor , og er lineær brytningsindeks, henholdsvis andre ordens brytningsindeks og intensitet av forplantende laserfelt. Selvfokusering oppstår når faseforskyvningen på grunn av Kerr-effekten kompenserer for faseforskyvningen på grunn av Gaussisk stråledivergens. Faseendring på grunn av diffraksjon for en Gaussisk bjelke etter å ha krysset en lengde på er ${\ displaystyle n_ {0}}$ ${\ displaystyle {\ bar {n}} _ {2}}$ ${\ displaystyle I}$ ${\ displaystyle \ Delta z}$

{\ displaystyle \ phi _ {diffraction} = {k \ Delta z \ over 2 \ rho _ {0} ^ {2}} r ^ {2}}

og faseendring på grunn av Kerr-effekten er

{\ displaystyle \ phi _ {Kerr} = {2 \ pi {\ bar {n}} _ {2} I_ {0} \ Delta z \ over \ lambda} exp ({- 2r ^ {2} \ over w_ { 0} ^ {2}}) \ ca {2 \ pi {\ bar {n}} _ {2} I_ {0} \ Delta z \ over \ lambda} (1- {2r ^ {2} \ over w_ { 0} ^ {2}})}

.

hvor , (Rayleigh rekkevidde) og er midjen til Gaussian bjelke. For at selvfokusering skal skje, må man tilfredsstille vilkårene for vilkårene være like store for både Kerr- og diffraksjonsfaser. Derfor ${\ displaystyle k = {2 \ pi n_ {0} \ over \ lambda}}$ ${\ displaystyle \ rho _ {0} = {\ pi w_ {0} ^ {2} n_ {0} \ over \ lambda}}$ ${\ displaystyle w_ {0}}$ ${\ displaystyle r ^ {2}}$

{\ displaystyle I_ {0} = {w_ {0} ^ {2} \ over 4 \ rho _ {0} ^ {2} {\ bar {n}} _ {2}}}

.

På den annen side vet vi at området av en Gaussisk bjelke i midjen er . Derfor ${\ displaystyle \ pi w_ {0} ^ {2} \ over 2}$

{\ displaystyle P_ {c} = {\ lambda ^ {2} \ over 8 \ pi n_ {0} {\ bar {n}} _ {2}}}

.

Merk

{\ displaystyle {\ bar {n}} _ {2} \ venstre ({cm ^ {2} \ over W} \ høyre) = n_ {2} n_ {0} \ epsilon _ {0} c}

Selvfokusering trenger en laser-toppeffekt som er høyere enn den kritiske effekten (rekkefølgen på gigawatt i luft), men for infrarøde (IR) nanosekundpulser med toppeffekter høyere enn den kritiske effekten, er ikke selvfokusering mulig. Multiphotonionisering, invers Bremsstrahlung og elektronskredionisering er tre hovedresultater av gass- og laserinteraksjon. De to senere prosessene er interaksjoner av kollisjonstype og tar tid å oppnå (pikosekund til nanosekund). En nanosekundpuls er lang nok til å utvikle luftbruddet før kraften når den GW-ordren som kreves for selvfokusering. Nedbrytning av gass produserer plasma som har absorberende og reflekterende effekt, så selvfokusering er forbudt. ${\ displaystyle P_ {c}}$

Re-fokusering under forplantning av en fokusert kort laserpuls

Et interessant fenomen relatert til filamentutbredelsen er refokusering av fokuserte laserpulser etter det geometriske fokuset. Gaussisk stråleutbredelse forutsier en økende strålebredde toveis bort fra det geometriske fokuset. Imidlertid vil strålen raskt komme tilbake i situasjonen med laserfilamentering. Denne divergensen og refokuseringen vil fortsette på ubestemt tid.

Filamentformering i fotoreaktive systemer

Filamentdannelse og forplantning kan også observeres i fotopolymer-systemer. Slike systemer viser en Kerr-lignende optisk ikke-linearitet via fotoreaktive baserte økninger i brytningsindeksen. Filamentene dannes som et resultat av selvfanging av individuelle bjelker, eller modulasjonsinstabilitet i en bred profilprofil. Filamentutbredelse har blitt observert i flere fotopolymeriserbare systemer, inkludert organosiloksan, akryl, epoksy og kopolymerer med epoksyer og polymerblandinger. Stedene for filamentdannelse og forplantning kan kontrolleres ved å modulere den romlige profilen til inngangslysfeltet. Slike fotoreaktive systemer er i stand til å produsere filamenter fra romlig og tidsmessig usammenhengende lys, fordi den langsomme reaksjonen reagerer på den gjennomsnittlige intensiteten til det optiske feltet, hvorved svingninger fra fem til sekund skyller ut. Dette ligner på fotobrytningsmedier med ikke-øyeblikkelige responser, som muliggjør forplantning av filament med usammenhengende eller delvis usammenhengende lys.

Potensielle applikasjoner

Filamentene, etter å ha laget et plasma, gjør smalbåndslaserpulsen til en bredbåndspuls som har et helt nytt sett med applikasjoner. Et interessant aspekt av filamenteringsindusert plasma er den begrensede tettheten til elektronene, en prosess som forhindrer optisk sammenbrudd. Denne effekten gir en utmerket kilde for spektroskopi av høyt trykk med lavt nivå av kontinuum og også mindre linjeutvidelse. En annen potensiell applikasjon er LIDAR- overvåking av luft.

Flatskjæring med korte laserpulser er en viktig applikasjon på grunn av det faktum at når glassunderlag blir tynnere, blir det vanskeligere å forbedre prosessutbyttet ved bruk av konvensjonelle diamantblad-terninger. Ved hjelp av korte pulser har terninghastigheter på over 400 mm / s blitt demonstrert med hell på ikke-alkaliglass og borosilikatglass, ved bruk av en fem-sekunders laser med 50 kHz, 5 W høy effekt. Den fungerende rektor utviklet av Kamata et al. er følgende. Den korte pulslaserstrålen som har en bølgelengde som arbeidet er gjennomsiktig for, er rettet mot frontens overflate mot bakflaten og fokusert. Et glødetråd i lysstrålens kjøreretning fra strålens midje dannes av den autofokuserende handlingen på grunn av laserstrålens forplantning i arbeidet. Stoffet i filamentet brytes ned av laserstrålen og kan slippes ut fra bakflaten, og det dannes et hulrom i kanalen. Mens du lager hulrommet, blir laserstrålen skannet, en maskinert overflate blir dannet, og deretter kan arbeidet kuttes med svak bøyningsspenning.

I juli 2014 rapporterte forskere ved University of Maryland å bruke glødetrådende femtosekund laserpulser i et kvadratisk arrangement for å produsere en tetthetsgradient i luft som fungerte som en optisk bølgeleder som varte i størrelsesorden flere millisekunder. Innledende testing demonstrerte en signalforsterkning på 50% over et ikke-styrt signal i en avstand på omtrent en meter.

Referanser

Eksterne linker

^ Chin, SL; Wang, T. -J .; Marceau, C .; Wu, J .; Liu, JS; Kosareva, O .; Panov, N .; Chen, YP; Daigle, J. -F .; Yuan, S .; Azarm, A .; Liu, WW; Seideman, T .; Zeng, HP; Richardson, M .; Li, R .; Xu, ZZ (2012). "Fremskritt i intens femtosekund laserfilamentering i luft" . Laserfysikk . 22 : 1–53. Bibcode : 2012LaPhy..22 .... 1C . doi : 10.1134 / S1054660X11190054 . S2CID 12993181 .

[22] Chin, SL; Wang, T. -J .; Marceau, C .; Wu, J .; Liu, JS; Kosareva, O .; Panov, N .; Chen, YP; Daigle, J. -F .; Yuan, S .; Azarm, A .; Liu, WW; Seideman, T .; Zeng, HP; Richardson, M .; Li, R .; Xu, ZZ (2012). "Fremskritt i intens femtosekund laserfilamentering i luft" . Laserfysikk . 22 : 1–53. Bibcode : 2012LaPhy..22 .... 1C . doi : 10.1134 / S1054660X11190054 . S2CID 12993181 .

Languages

In other projects