脈沖能量對環(huán)狀高斯光束成絲的影響

蘭俊平，李 榮,劉 淵，馮志芳

(太原科技大學，太原 030024)

強飛秒激光脈沖在大氣中傳輸時，由于空氣的非線性克爾效應使激光光束聚焦；當激光強度超過一定閾值后，空氣被電離，而生成的等離子體會對光束產(chǎn)生散焦效應；因此當克爾自聚焦和等離子散焦達到動態(tài)平衡后，會在脈沖通過的地方形成直徑為微米量級的等離子體通道(光絲)，又被稱為成絲[1，2]。由于激光脈沖在成絲過程中不僅擁有高強度的光強和穩(wěn)定的等離子體通道，而且還伴隨著熒光發(fā)射、太赫茲輻射、高次諧波發(fā)射和超連續(xù)光譜的產(chǎn)生等非線性現(xiàn)象。因此飛秒激光脈沖在雷電控制[3]、遙感探測[4-5]、大氣監(jiān)測[6]等領域有著重要應用。

對于實際應用，飛秒激光脈沖在大氣中的長距離傳輸仍是一個非常熱門的研究內(nèi)容。2014年，Scheller 等[7]用一個半徑較大、能量較高，但強度較低的環(huán)形光束經(jīng)過錐形透鏡聚焦后，給環(huán)內(nèi)傳播的光絲進行恒定的能量補償，使光絲擴展了近11倍；2015年，Mills等[8]研究了作為能量補充的環(huán)形光束的參數(shù)對光絲長度的影響。在同一年，F(xiàn)eng等[9]數(shù)值模擬了環(huán)形高斯光束經(jīng)薄錐透鏡和平凹透鏡聚焦后的成絲現(xiàn)象，發(fā)現(xiàn)在相同條件下，環(huán)形高斯光束要比高斯光束產(chǎn)生更長的等離子體通道；2016年，F(xiàn)eng等[10]研究發(fā)現(xiàn)調(diào)整合適的外部聚焦條件和脈沖參數(shù)可以擴展等離子體通道的長度。

另外，在前面的工作中，對于光絲的長距離傳輸，也可以簡單的采用較高功率的激光脈沖來實現(xiàn)， 如 2017 年，姚爽等[11]從實驗上研究了脈沖能量對高斯光束光絲形成的影響，實驗結果表明，增加初始脈沖能量，成絲的起點被提前，光絲的長度被增加。但是，到目前為止，仍沒有關于脈沖能量對環(huán)形高斯光束在大氣中成絲的影響的報道。

為了更經(jīng)濟地利用有限的能量來延長光絲的長度。通過數(shù)值模擬，研究了不同初始脈沖能量對環(huán)形高斯光束在大氣中光絲形成的影響。

1 理論模型和傳播方程

研究環(huán)形高斯光束通過一個由薄錐透鏡和石英平凹透鏡組成的聚焦系統(tǒng)后的成絲。

當環(huán)形高斯光束通過聚焦系統(tǒng)后，激光脈沖包絡可以被寫為：

exp(-iCeffr)

(1)

式中,A0，ω0，τ0分別是初始電場振幅，e-2束腰寬度，以及脈沖寬度。而Ceff表示的是薄錐透鏡和石英平凹透鏡引入的有效空間位相啁啾系數(shù)。根據(jù)錐透鏡的幾何定義，錐透鏡引入的啁啾系數(shù)：C≈2π(n-n0)α/λ0(n0,n，分別是空氣和錐透鏡的折射率，α是錐透鏡的底角)，而凹透鏡的引入又改變了錐透鏡的底角，因此聚焦系統(tǒng)的有效底角可寫為：aeff=α+r/(n-n0)f，其中r是橫向徑向坐標，f是凹透鏡的焦距。

在慢變包絡近似下的柱對稱線性極化激光電場包絡A(r,t,z)在大氣中傳輸時，可由如下的非線性薛定諤方程和耦合的電子密度方程來描述[12-13](隨脈沖移動的坐標系t=t-z/vg)：

(2)

(3)

R(t)=|A|2+

(4)

2 結果與分析

為了研究脈沖能量對環(huán)形高斯光束成絲的影響，我們將環(huán)形高斯光束的初始參數(shù)設置如下：脈寬τ0=40 fs，環(huán)形高斯光束的束腰寬度和半徑分別是ω0=1 mm,r0=3 mm.

2.1 脈沖能量對成絲的影響

研究脈沖能量對環(huán)形高斯光束成絲特性的影響。為了驗證模型的正確性，首先模擬了相同條件下的傳統(tǒng)高斯光束(r0=0 mm)經(jīng)焦距為f=2 m的凸透鏡聚焦后的成絲。如圖 1 所示，當高斯光束經(jīng)凸透鏡聚焦后，隨著脈沖能量增加，成絲起點位置提前，同時光絲的長度被延長。此數(shù)值模擬的結果與姚爽等[11]的實驗結果基本一致。

圖1 不同脈沖能量的高斯光束經(jīng)焦距為f=2 m的凸透鏡聚焦后，峰值等離子體密度隨傳播距離z的演化Fig.1 The peak plasma density as a function of the propagation distance z for the Gaussian beam with different pulse energies.the focal distance of concave f=2 m

圖2(b) 所示為不同脈沖能量的環(huán)形高斯光束通過凹透鏡-錐透鏡組成的光學系統(tǒng)聚焦后，峰值等離子體密度隨傳播距離z的演化?？臻g啁啾系數(shù)C=11 mm-1，凹透鏡的焦距f=-8 m，為了更深刻的理解脈沖能量對環(huán)形高斯光束的影響，圖2(a)也給出了相同條件下的高斯光束(r0=0 mm)經(jīng)過相同的光學系統(tǒng)后的峰值等離子體密度隨傳播距離z的演化。值得注意的是，當高斯光束通過一個錐透鏡聚焦后，在傳播一段距離后會形成貝塞爾光束。由圖 1 和圖 2(a) 比較可知，當高斯光束經(jīng)凹透鏡-錐透鏡聚焦后，成絲起點被提前，但是光絲長度的擴展并不明顯。

而對于環(huán)形高斯光束，通過凹透鏡-錐透鏡組成的光學系統(tǒng)聚焦后，由圖 2(b) 可知，成絲起點被延遲到z=3 m以后，而且隨著脈沖能量的增加，光絲的長度仍被延長。但是值得注意的是，當脈沖能量增加到E=5 mJ時，雖然獲得了較長的光絲長度，但是光絲的穩(wěn)定性要比低能量脈沖時的差。而且由圖2(a)和2(b)可知，當脈沖能量增大到一定值后，光絲的起始位置將基本保持不變。因此為了獲得更長更穩(wěn)定的光絲，需要輸入合適的初始脈沖能量。

圖2 高斯光束(a)和環(huán)形高斯光束(b)經(jīng)凹透鏡-錐透鏡聚焦后，峰值等離子體密度隨傳輸距離z的演化?？臻g啁啾系數(shù)C=11 mm-1，凹透鏡的焦距f=-8 m.Fig.2 The peak plasma density as a function of the propagation distance for the Gaussian beam (a)and annular Gaussian beam (b)the spatial chirp C=11 mm-1，and the focal distance of concave f=-8 m.

2.2 脈沖能量對光通量的影響

圖3 激光光束的能量通量(以J/cm2為單位)分布隨傳輸距離z的演化Fig.3 The energy fluence (in units of J/cm2) distribution of the laser beam as a function of z

由圖3可知，隨著脈沖能量的增大，由于克爾效應的增強，光通量以更快的速度增加，從而使成絲提前。

而對于經(jīng)凹透鏡-錐透鏡聚焦的環(huán)形高斯光束，當初始能量增加為E=5 m時，高強度的光通量不再提前，而是有明顯的橫向擴展，導致軸上的光通量強度比E=4 mJ時的小，這樣將不利于穩(wěn)定光絲的遠距離傳播。因此，輸入合適的初始脈沖能量是非常重要的。

圖4 軸上光強(以W/cm2為單位)的時間分布隨傳輸距離的z演化Fig.4 The temporal distribution of the on-axis intensity (in units of W/cm2) distribution of the laser beam as a function of z

2.3 能量對時間動力學的影響

為了更深刻的理解脈沖能量對成絲的影響，圖4給出了與圖3對應的時間動力學分布隨傳輸距離z的演化。

比較高斯光束和環(huán)形高斯光束的時間動力學，由圖4可知，對于高斯光束，雖然通過不同的聚焦系統(tǒng)，但是隨著初始脈沖能量的增加，兩者的時間動力學都是脈沖前沿(t<0)的自聚焦被加強。

而對于環(huán)形高斯光束，當初始脈沖能量增加時，環(huán)形高斯光束的脈沖前沿(t<0)和后沿(t>0)都表現(xiàn)出強的自聚焦。這可能是環(huán)形高斯光束比高斯光束傳播更遠的原因。

通過比較脈沖能量為4 mJ與5 mJ的環(huán)形高斯光束的軸上光強分布，可知兩者最大的區(qū)別在于E=5 mJ時脈沖后沿的脈沖劈裂的次數(shù)要比E=4 mJ時的多。這也導致了圖2(b)中脈沖能量為E=5 mJ時，峰值等離子體密度的不穩(wěn)定。也就是說，過高的脈沖能量，將導致更復雜的脈沖聚焦。這也再次說明，輸入合適的初始脈沖能量對穩(wěn)定光絲的長距離傳輸是非常重要的。

3 結論

通過數(shù)值求解非線性薛定諤方程，研究脈沖能量對環(huán)形高斯光束在大氣中成絲的影響。研究發(fā)現(xiàn)，通過增加脈沖的能量可以延長環(huán)形高斯光束光絲的長度，但是當脈沖能量增大到一定值后，雖然光絲長度繼續(xù)增加，但是光絲的穩(wěn)定性卻有所下降。脈沖能量對環(huán)形高斯光束成絲的影響，可為相關實驗及應用提供理論參考。