В Главе 3 представлены результаты исследований формирования и развития филамента. Дано обобщение модели движущихся фокусов на случай формирования лазерной плазмы и рассеяния на ней заднего фронта импульса. Исследовано явление формирование и развитие филамента.

В параграфе 3.1 представлено обобщение модели движущихся фокусов на явление филаментации фемтосекундного лазерного излучения в условиях генерации лазерной распространяясь в невозмущенной среде, фокусируются согласно модели движущихся фокусов. При увеличении интенсивности в нелинейном фокусе возрастает вероятность генерации лазерной плазмы, рефракция в которой вызывает ограничение роста интенсивности и в последующем дефокусировку излучения. В результате, временные слои на заднем фронте импульса эволюционируют в условиях рассеяния на наведенной лазерной плазме на хвосте импульса формируются в распределении интенсивности кольцевые структуры, расходящиеся вокруг филамента (см. рис. 1а —г).

Результаты численного моделирования находятся в соответствии с предложенным автором экспериментом по наблюдению колец, расходящихся от филаментов, при распространении импульса лазера на кристалле титаната сапфира на лабораторной трассе длиной 100 м в воздухе. Кольца, расходящиеся от одного филамента (кольца большого диаметра на рис. 1д, е), и интерференция колец двух филаментов (полосы на рис. 1д, е) описываются простой моделью интерференции плоских волн, распространяющихся под углом друг к другу.

Рис. 1. Пространственно-временная эволюция импульса в филаменте: линии равной интенсивности на плоскости (r, ): (а) — z = 0; (б) — 26 м; (в) — 32 м; (г) — 42 м. Интервал интенсивности между контурами составляет 0.25 1013 Вт/см2. Излучение распространяется сверху вниз. (д,е) Кольца, расходящиеся от двух филаментов в эксперименте на лабораторной трассе в воздухе, для импульсов от двух различных выстрелов титан-сапфирового лазера.

немонотонном изменении пиковой интенсивности при филаментации с двумя и более дефокусировку в лазерной плазме. Во временных слоях переднего фронта импульса интенсивность на оси уменьшается, фотоионизация прекращается и исчезает отрицательный вклад лазерной плазмы в приращение показателя преломления. При этом во временных слоях с кольцевым распределением интенсивности после плазменной дефокусировки может содержаться достаточно большая мощность для керровской самофокусировки, что приводит к стягиванию колец к оси, и интенсивность в филаменте возрастает. В эксперименте рост интенсивности во временных слоях импульса при рефокусировке регистрируется как немонотонное изменение плотности энергии вдоль филамента.

В эксперименте, в котором впервые наблюдалось это явление, лазерный импульс на длине волны 800 нм пиковой мощностью 33 ГВт, длительностью 230 фс и диаметром 7 мм формировал филамент. Исследована эволюция с расстоянием энергии En.a. излучения, прошедшего через вырезающую центральную часть пучка апертуру диаметром 500 мкм, по отношению к полной энергии Etotal. Экспериментально измеренная зависимость En.a./Etotal представлена на рис. 2. В ней хорошо выделяются два ярких максимума, интерпретированных как рефокусировка. Результаты эксперимента находятся в удовлетворительном согласии с результатами моделирования.

Рис. 2. Изменение с расстоянием z приосевой энергии (энергии филамента), отнесенной к полной энергии импульса. Кривая, отмеченная треугольными символами, — эксперимент (левая вертикальная ось);

сплошная кривая — численное моделирование (правая вертикальная ось), zd – дифракционная длина.

В параграфе 3.3 изучено влияние геометрической фокусировки на формирование филамента и генерацию суперконтинуума при распространении фемтосекундного импульса в воде. Численное моделирование проведено для условий лабораторного эксперимента, схема которого приведена на рис. 3. Распространение лазерных импульсов проходило в воде. Длительность лазерных импульсов составляла 0 = 27 фс, их энергия W0 = 0.2 — 3 мкДж, что соответствует пиковой мощности (1 — 15)Pcr, где Pcr = 4.2 МВт — критическая мощность самофокусировки в воде, радиус геометрической фокусировки — F = 16.9 — 73.5 мм при начальном радиусе пучка 1.77 см. В эксперименте измерялся в зависимости от фокусного расстояния линзы сигнал фотодиода, пропорциональный энергии излучения суперокнтинуума. Установлено, что с увеличением фокусного расстояния линзы этот сигнал возрастает.

Рис. 3. Схема экспериментальной установки по филаментации в воде лазерного импульса в сфокусированном пучке Согласно численному моделированию преобразование энергии лазерного импульса в энергию суперконтинуума также возрастает с увеличением фокусного расстояния.

Полученная в эксперименте зависимость для энергии суперконтинуума от геометрической фокусировки объясняется тем, что при увеличении фокусного расстояния линзы Rf возрастает протяженность плазменного канала филамента, что приводит к "накоплению" белого света вдоль его длины. Для иллюстрации на рис. 4 показаны распределения в координатах (r, z) плотности энергии лазерного излучения (нулевое расстояние соответствует геометрическому фокусу линзы). При росте Rf с 16.9 до 73.5 мм увеличивается с 0.1 до 0.7 мм.

Радиус, мкм Рис. 4. Динамика радиальных распределений плотности энергии с расстоянием z при фокусировке импульса титан-сапфирового лазера в ячейку с водой при энергии лазерного импульса 0.4 мкДж В Главе 4 исследуется множественная филаментация мощного фемтосекундного лазерного излучения, развивающаяся вследствие пространственной неустойчивости интенсивности светового поля в среде с кубичной нелинейностью. Обобщение результатов численного исследования излучения с начальными возмущениями на поперечном профиле импульса позволили сформулировать сценарий множественной филаментации, показать ее нестабильность. Установлено, что нестабильность множественной филаментации является причиной стохастического замирания сигнала флуоресценции молекулярного азота, накачиваемого множеством филаментов мощного фемтосекундного лазерного излучения.

В параграфе 4.1 на основе численного моделирования распространения лазерного излучения в воде сформулирован сценарий множественной филаментации мощного фемтосекундного лазерного излучения, состоящий из следующих стадий: (1) независимое развитие начальных возмущений интенсивности на пространственном профиле пучка в развитые филаменты, образующие кольцевые структуры, расходящиеся вокруг них;

(2) интерференция колец, которые расходятся в плоскости поперечного сечения от первоначально образованных «родительских» филаментов и возникновение возмущений на поперечном распределении интенсивности в результате этой интерференции;

(3) появление «дочерних» филаментов из образовавшихся возмущений; (4) «конкуренция»

филаментов, проявляющаяся в перекачке энергии от одного филамента к другому;

(5) «выживание» одного (или нескольких) филаментов в результате конкуренции. На рис. 5 представлена картина последовательного развития нескольких филаментов, в соответствии со стадиями изложенного сценария.

Рис. 5. Поперечные распределения плотности энергии на различных расстояниях z: (а) — z = 0 (начальные условия), (б) — z = 0.2ldifr независимое развитие двух «родительских» филаментов, (в, г) — z = 0.3ldifr рождение «дочернего» филамента, как результат взаимодействия кольцевых структур «родительских»

филаментов, (д) — z = 0.45ldifr начало «умирания» верхнего филамента, (е) — z = 0.55ldifr «гибель» верхнего филамента. Величина ldifr составляет 37.5 см В параграфе 4.2 рассмотрена нестабильность множественной филаментации.

филаментами флуоресценции молекулярного N2 и однократно ионизированного N + азота.

В эксперименте обнаружена нестабильность сигнала флуоресценции от выстрела к выстрелу. Схема эксперимента представлена на рис. 6. Лазерный импульс на длине волны 800 нм длительностью по половине высоты 45 фс, энергией 40 мДж и диаметром 25 мм после выходного окна вакуумного компрессора системы усиления на титан-сапфире распространялся на трассе длиной около 100 м внутри здания (см. рис. 6). Скоростной фотоприемник, временная разрешающая способность которого составляет 1 нс, что позволяет определять положение источника излучения с точностью 30 — 60 см, использовался для измерения сигнала флуоресценции молекулярного азота (линии в окрестности 400 нм) с расстояний до 100 м. Обнаружено стохастическое изменение сигнала флуоресценции от уровня шумов до максимального значения, которое, как оказалось, не связано с флуктуацией энергии лазерного излучения на выходе системы усиления.

Рис. 6. Эксперимент по наблюдению нестабильности сигнала флуоресценции молекулярного азота, сопровождающей филаментацию фемтосекундного импульса на длине волны 800 нм длительностью 45 фс, энергией 40 мДж и диаметром 25 мм На основе результатов численного моделирования лабораторного эксперимента установлено, что стохастическое изменение сигнала флюоресценции объясняется множественной филаментацией в воздухе, которая развивается следующим образом:

небольшое стохастическое изменение положения начальных возмущений на профиле пучка (и, как следствие, «родительских» филаментов) качественно меняет процесс образования «дочерних» филаментов, причем это изменение носит стохастический характер. Поскольку возбуждение молекул азота происходит в областях высокой интенсивности светового поля в филаментах, то от выстрела к выстрелу образуется различное число возбужденных молекул и ионов азота в случайно расположенных областях. В результате, и флуоресценция этих молекул будет проходить стохастическим образом. Таким образом, удалось объяснить результаты эксперимента, изложенные выше..

В параграфе 4.3 показано, что нестабильность множественной филаментации приводит к существенной флуктуации интегральной по сечению (линейной) плотности самонаведенной лазерной плазмы.

В параграфе 4.4 сформулированы выводы по Главе 4.

В Главе 5 приведены результаты изучения генерации суперконтинуума при филаментации мощных фемтосекундных лазерных импульсов. Изложена физическая картина формирования конической эмиссии как следствие фазовой самомодуляции светового поля в пространстве и времени. Исследованы частотно-угловые спектры суперконтинуума при множественной филаментации.

В параграфе 5.1 исследован частотно-угловой спектр излучения фемтосекундного импульса в филаменте. Схема эксперимента приведена на рис. 7. Апертура диаметром 4 мм размещалась на оси пучка на расстоянии z = z0 от выхода лазерной системы. Она блокировала излучение конической эмиссии, генерация которой происходила при z < z0.

На расстоянии z = z0 + 2 м располагался непрозрачный экран, в роли которого выступало лезвие бритвы. Он прерывал филамент, не оказывая влияние на распространие излучения в форме конической эмиссии. Измерения угла расходимости конической эмиссии проводились на расстоянии z = z0 + 20 м от выхода лазерной системы, где размещался белый экран, перед которым размещались интерференционные светофильтры для выделения конкретной длины волны. Измерения проводились при = 500, 550, 600, 650, 700, 750 нм. Установлено, что угол расходимости излучения конической эмиссии в антистоксовой области спектра возрастает с уменьшением длины волны в качественном согласии с экспериментальными данными. В стоксовом спектральном диапазоне > 800 нм кольцевых структур не наблюдалось. При численном моделировании также получены кольцевые структуры для излучения конической эмиссии на разных длинах волн в антистоксовой области, причем угол, под которым распространяется это излучение, возрастает с уменьшением длины волны излучения (см. рис. 8).

Рис. 7. Экспериментальная схема для определения частотно углового спектра излучения суперконтинуума, сопровождающего филаментацию Рис. 8. Угловые распределения частотных компонент спектра лазерного импульса длительностью 138 фс и энергией 8.1 мДж в воздухе на расстоянии z = 50 м, соответствующих длинам волн 700 нм (штрихи), 750 нм (штрихпунктирная кривая) и 800 нм (сплошная кривая). Спектральная плотность мощности приведена в логарифмическом масштабе lg (S(, )/Smax), где Smax — ее максимальное значение при = 800 нм В параграфе 5.2 показано, что излучение суперконтинуума распространяется как в форме конической эмиссии, так и на оси филамента (см. рис. 8). Установлена связь между временными и пространственными градиентами фазы излучения, как источниками пространственного и спектрального уширения импульса.

В параграфе 5.3 показано, что при множественной филаментации происходит интерференция колец конической эмиссии коротковолновой части спектра излучения длинноволновой области оно распространяется в центрах филаментов (рис. 9б).

Результаты эксперимента находятся в качественном согласии с экспериментом по распространению мощного фемтосекундного импульса в воздухе. В эксперименте наблюдалось формирование множества филаментов, каждый из которых был источником располагался светофильтр для регистрациия излучения суперконтинуума на конкретной длине волны.

Рис. 9. Пространственные распределения плотности энергии излучения суперконтинуума (а) в коротковолновой части спектра (750 нм), (б) — в длинноволновой (850 нм). Центральная длина волны составляет 800 нм В параграфе 5.4 сформулированы выводы по Главе 5.

В Главе 6 рассмотрены возможности управления филаментацией с помощью масштабирования пучка, при совместном изменении диаметра пучка и фазовой модуляции импульса. Исследован метод формирования упорядоченной квадратной матрицы филаментов в условиях амплитудно-фазовых искажений фронта пучка посредством наложения на излучение поглощающей сетки квадратного сечения.

аналогичной представленной на рис. 6 эксперимента, по увеличению и стабилизации сигнала флуоресценции молекулярного N2 и однократно ионизированного N + азота при уменьшении диаметра пучка на выходе лазерной системы. При уменьшении диаметра пучка в три раза сигнал флуоресценции стабилизировался и возрастал примерно на порядка (см. рис. 10) Рис. 10. Усредненный по 300 выстрелам лазерной системы сигнал флуоресценции молекулярного и однократно ионизированного азота. (а) — больший пучок (диаметр 25 мм), (б) — меньший пучок (диаметр 8 мм) При моделировании методом статистических испытаний показано, что энергия в области флуоресценции, т.е. в той области, где высока плотность энергии, и, как следствие, наиболее интенсивно идут различные нелинейно-оптические процессы, в том числе, и вызывающие дальнейшую флуоресценцию среды, стабилизируется и возрастает.

Так, при уменьшении диаметра пучка от 2.2 до 1.4 мм энергия филамента в приосевой области возрастает от примерно 3% от энергии начального импульса до примерно 25%.

При этом ее относительный разброс уменьшается примерно втрое: со 100% до 30% (см. рис. 11). Количество филаментов как в случае большего, так и меньшего пучков не меняется, однако при уменьшении размеров пучка возрастает средний диаметр филамента. Это качественно объясняет обнаруженный в эксперименте рост сигнала флюоресценции при уменьшении диаметра пучка.

Рис. 11. Средняя энергия в области флуоресценции. (а) соответствует филаментации пучка меньшего диаметра, (б) — большего диаметра В параграфе 6.2 установлена возможность позиционирования филаментов на заданном расстоянии при распространении фазомодулированных фемтосекундных импульсов различного диаметра и длительности. Для конкретности выбраны два импульсных излучения: большой радиус пучка а0 = 1.5 мм и небольшая фазовая модуляция p = 100 фс (широкий короткий импульс), другой, с меньшим радиусом а0 = 1 мм, и большей длительностью p = 200 фс (узкий длинный импульс). Длительность спектрально ограниченного импульса для обоих случаев была одинаковой и составляла 20 = 54 фс. Плазменные каналы, полученные в результате численного моделирования в обоих случаях, показаны на рис. 12. Начало каналов находится примерно на одинаковом расстоянии от выхода из лазерной системы z 0.7 м. При этом каналы в случае широкого короткого импульса образуются практически независимо относительно далеко друг от друга, в то время как в случае длинного импульса образуется плотный пучок филаментов.

При распространении излучения в виде длинного импульса с малым диаметром пучка происходит рост энергии в области флуоресценции и линейной плотности плазмы по сравнению со случаем короткого импульса с большим диаметром пучка.

Рис. 12. Плазменные каналы многих филаментов для (а) узкого длинного импульса, и (б) широкого короткого импульса. Наиболее протяженный и широкий канал соответствует случаю (а) регуляризации пучка филаментов в поперечном сечении импульса при использовании поглощающей сетки после выхода лазерной системы. Эксперимент (см. рис. 13) проведен на установке университета Лаваль в Канаде. Излучение титан-сапфирового лазера на длине волны 810 нм длительностью импульсов 42 фс, энергией до 15 мДж, радиусом пучка 4 мм распространялось в кювете с метанолом длиной 1 см. Для регистрации филаментов на выходном окне кюветы использовалась CCD-камера, перед которой помещалось узкополосное диэлектрическое зеркало, отсекающее излучение на длине волны лазера, и фильтр для выделения коротковолновой ветви направленного излучения суперконтинуума, сопровождающего филаментацию. Для получения случайных возмущений интенсивности перед входным окном кюветы на расстоянии 102 — 120 мм располагался рандомизатор из полиэтиленовой пленки со случайным распределением рандомизатора достигали в среднем 60%, их пространственный масштаб лежал в интервале 25 — 140 мкм. Пространственная регуляризация множественной филаментации осуществлялась сеточным транспарантом с периодом 240 мкм и штрихами шириной 20 мкм. Расстояние между сеткой и входным окном кюветы менялось от 5.5 до 43 мм с шагом 2 мм. Установлено, что филаменты образуются в окрестности центров ячеек сетки как в отсутствие, так и при наличии амплитудно-фазовых возмущений (см. рис. 14).

Рис. 13. Экспериментальная установка по наблюдению формирования упорядоченной картины множественной филаментации при использовании поглощающей сетки на выходе лазерной системы Рис. 14. Картина расположения филаментов в поперечном сечении импульса энергией 2 мДж, длительностью 42 фс, регистрируемая в зеленом свете на выходном окне кюветы с метанолом:

«стохастическая» множественная филаментация с рандомизатором на расстоянии 102 мм перед кюветой (а), «периодическая» — с сеточным транспарантом на расстоянии 13.5 мм перед кюветой (б), «регуляризованная» — с рандомизатором и сеткой на указанных выше расстояниях (в) В параграфе 6.4 сформулированы выводы по Главе 6.

В Главе 7 исследовано явление нелинейного самосжатия импульса до нескольких колебаний светового поля при филаментации. Определена оптимальная апертура для сверхкоротких импульсов при оптимизации диаметра апертуры на выходе лазерной системы и давления газовой среды, в которой развивается филаментация.

В параграфе 7.1 представлено описание эксперимента, поставленного на основе предварительного численного моделирования автором процесса распространения импульса в филаменте и генерации суперконтинуума в воздухе. Схема эксперимента представлена на рис. 15. Формирующий филамент спектрально ограниченный лазерный использованы при моделировании). С помощью телескопа, состоящего из линзы с фокусным расстоянием 4.56 м и сферического диэлектрического зеркала с фокусным расстоянием –1 м, излучение сжималось до диаметра 1.2 ± 0.2 мм по уровню 1/2 от максимума плотности энергии излучения и выводилось на воздушную трассу (ее начало z = 0 соответствует поверхности сферического зеркала телескопа) для формирования одиночного филамента. Длина трассы составляла 7 м. Установлено, что энергия суперконтинуума в апертуре регистрации сначала возрастает, а затем уменьшается в связи с расходимостью излучения в форме конической эмиссии.

Рис. 15. Схема измерения спектра излучения в филаменте: 1 — кварцевый клин, 2 — диафрагма, 3 — диэлектрическое зеркало, отражающее излучение в диапазоне 750 — 850 нм, 4 — нейтральные светофильтры, 5 — внеосевое параболическое зеркало с алюминиевым покрытием, 6 — волоконный спектрометр или пироэлектрический датчик В параграфе 7.2 приведены результаты численного моделирования процесса формирования импульса длительностью 5 фс с плоским распределением фазы спектральных компонент в диапазоне около 80 нм с центральной длины волны 800 нм.

Установлено, что оптимальным диаметром апертуры для регистрации самосжатого в филаменте импульса является 100 мкм. Для иллюстрации этого на рис. 16 показана зависимость длительности импульса при апертуре регистрации 100 мкм (а) и 200 мкм (б).

В первом случае длительность импульса в апертуре практически не отличается от его длительности на оси, достигая 5 фс, тогда как во втором удается добиться минимальной длительности около 20 фс.

(а) апертура диаметром 100 мкм Длительность импульса FWHM, фс Рис. 16. (а, б) — зависимость длительности (сплошная немаркированная кривая) и от расстояния z для апертур диаметром 100 и 200 мкм соответственно. Также на (а, б) штриховой кривой показана зависимость длительности импульса на оси филамента (при r = 0) показана возможность устойчивого детектирования импульсов из нескольких колебаний поля при оптимизации давления аргона в кювете. Оптимальной с точки зрения регистрации сжатых в филаменте импульсов является апертура минимального диаметра на выходе лазерной системы, после прохождения через которую в импульсе содержится 1 — 3 критических мощности самофокусировки. Это приводит к формированию одного филамента, уединенный сжатый импульс в котором существует десятки сантиметров.

Обнаружено удовлетворительное согласие экспериментальных и расчетных (в условиях эксперимента) результатов.

кроссвзаимодействия световых полей в филаменте. Проведено сравнение характеристик создаваемых излучеием с линейной и циркулярной поляризацией. Показана устойчивость этих поляризационных состояний. Исследовано формирование и развитие эллиптической формирующим филамент импульсом основной частоты.

распространения, самовоздействия и кроссвзаимодействия световых полей в филаменте.

Модель, построенная на основе огибающей, позволяет описывать двулучепреломление при вырожденном четырехволновом смешении импульсов первой (формирующей филамент) и второй гармоник фемтосекундного лазерного излучения.

циркулярное состояния поляризации устойчивы: при небольших отклонениях степени эллиптичности они восстанавливаются. Интенсивность в филаменте, сформированном импульсом с циркулярной поляризацией, примерно в 1.5 раза выше, чем в случае линейной поляризации (120 и 180 ТВт/см2 соответственно).

В параграфе 8.3 исследовано наведенное полем филамента (первая гармоника) излучения второй гармоники полем филамента (см. рис. 17а, б). Показано, что изменение состояния поляризации излучения импульса второй гармоники сначала развивается в центре пучка (см. рис. 17г, д, и, к). После окончания филамента поле с измененной поляризацией дифрагирует на периферию пучка (см. рис. 17е, ж, л, м).

Рис. 17. (а, б) — распределения плотности энергии первой и второй гармоник, соответственно, в координатах (r, z). (в) — зависимость пиковой интенсивности импульса накачки (красная кривая) и пробного (синяя кривая) от расстояния z. Вертикальными штриховыми прямыми показаны расстояния z = 40, 55, 85 и 112 см, на которых анализируется состояние поляризации на (г — ж) и (и — м). На (г — ж) в верхнем ряду показаны распределения плотности энергии в зависимости от угла анализатора в центре пучка (0 r 100 мкм), в нижнем ряду — в периферийном кольце (320 r 370 мкм), штриховые кривые показывают начальное состояние поляризации. (и — м) — эллипсы поляризации в различных положениях на профиле пучка Установлено, что энергия второй гармоники с поляризацией, перпендикулярной исходной, достигает своего максимума при начальном угле между векторами электрического поля первой и второй гармоник, равном 45°, и оказывается равной равна для углов 45° ±, где 0 < 45° (рис. 19 а, кривая, отмеченная звездами).

Рис. 18. Схема эксперимента для измерения наведенного филаментом двулучепреломления в кювете с аргоном Для сравнения с теоретическими предсказаниями был поставлен эксперимент, схема которого изображена на рис. 18. Излучение первой (800 нм, накачка, формирует филамент) и второй (400 нм, пробный импульс) гармоник смешивалось в кювете с аргоном, где и происходило изменение состояния поляризации пробного импульса. Угол между векторами электрического поля импульсов первой и второй гармоник варьировался в диапазоне от 0 до 90°. После выхода из кюветы накачка блокировалась зеркалом, а пробный импульс, проходя через анализатор, попадал на измеритель энергии. Варьируя ось анализатора, определялось состоянии поляризации пробного импульса. На рис. показана зависимость энергии пробных импульсов после анализатора, полученная численно (черная штриховая кривая), и экспериментально (синяя сплошная кривая, маркированная звездами).

Рис. 19. (а) — энергия импульса второй гармоники (400 нм), прошедшего скрещенный анализатор (б), в зависимости от угла между направлениями электрического поля накачки (800 нм) и второй гармоники ( нм). Кривая, отмеченная звездами, — эксперимент, черная штриховая, отмеченная кругами, — теория В параграфе 8.4 сформулированы выводы по Главе 8.

РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

фемтосекундного лазерного излучения высокой мощности состоит в образовании «родительских» филаментов из начальных возмущений в поперечном распределении интенсивности, зарождении «дочерних» на возмущениях, возникающих при интерференции кольцевых сруктур светового поля, расходящихся от осей родительских филаментов, перекачке энергии между филаментами и «выживании» одного или нескольких из них.

3. Установлено, что образование суперконтинуума и конической эмиссии при филаментации фемтосекундного лазерного излучения является результатом его пространственно-временной самомодуляции, при которой сверхуширение частотного спектра возникает вследствие временного градиента фазы светового поля, а углового спектра - вследствие пространственного градиента фазы. Высокочастотные компоненты суперконтинуума, тогда как излучение низкочастотных распространяется преимущественно вдоль оптической оси.

4. Определено, что одновременное изменение фазовой модуляции светового поля и поперечного размера пучка фемтосекундного лазерного излучения создает плотное множество филаментов и плазменных каналов на заданном расстоянии. Это позволяет повысить стабильность и уровень регистрируемого сигнала флюоресценции атмосферного азота, что имеет большое значения для дистанционного зондирования.

5. Показано, что периодическая амплитудная модуляции светового поля в поперечном сечении лазерного пучка позволяет осуществить пространственную регуляризацию стохастического множества филаментов в условиях амплитудно-фазовых флуктуаций начального излучения.

6. Установлено, что в филаменте осуществляется самокомпрессия лазерного импульса. При оптимизации диаметра выходной апертуры и давления газа возможно формирование на длине волны 800 нм самосжатого до 5 фс импульса с плоским распределением фазы спектральных компонент шириной около 80 нм.

7. Показано, что фемтосекундный филамент линейно-поляризованного лазерного излучения создает оптическую анизотропию в объеме изотропной прозрачной среды.

Вследствие наведенного двулучепреломления линейно-поляризованное пробное излучение в филаменте эволюционирует в эллиптически поляризованное.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

2. Kosareva O.G., Panov N.A., Volkov R.V., Andreeva V.A., Borodin A.V., Esaulkov M.N., Chen Y., Marceau C., Makarov V.A., Shkurinov A.P., Savel'ev A.B., Chin S.L.

“Analysis of Dual Frequency Interaction in the Filament with the Purpose of Efficiency Control of THz Pulse Generation”, Journal of Infrared, Millimeter and Terahertz Waves 32, 1557-1567 (2011).

“Measurement of birefringence inside a filament”, Physical Review A 84, 013838 (2011).

4. Панов Н.А., Косарева О.Г., Андреева В.А., Савельев А.Б., Урюпина Д.С., Волков Р.В., терагерцовой эмиссии плазменного канала фемтосекундного филамента», Письма в журнал теоретической и экспериментальной физики 93, 715 (2011).

5. Daigle J.-F., Kosareva O., Panov N., Wang T.J., Hosseini S., Yuan S., Roy G., Chin S.L.

“Formation and evolution of intense, post-filamentation, ionization-free low divergence beams”, Optical Communications 284, 3601 (2011).

6. Kosareva O., Daigle J.-F., Panov N., Wang T., Hosseini S., Yuan S., Roy G., Makarov V., Chin S.L. “Arrest of self-focusing collapse in femtosecond air filaments: higher order Kerr or plasma defocusing?”, Optics Letters 36, 1035 (2011).

7. Панов Н.А., Косарева О.Г., Савельев-Трофимов А.Б., Урюпина Д.С., Пережогин И.А., Макаров В.А. «Особенности филаментации фемтосекундных импульсов гауссовой формы с эллиптической поляризацией, близкой к линейной или циркулярной», Квантовая электроника 41, 160 (2011).

8. Kosareva O., Panov N., Makarov V., Perezhogin I., Marceau C., Chen Y., Yuan S., Wang T., Zeng H., Savel'ev A., Chin S.L. “Polarization rotation due to femtosecond filamentation in an atomic gas”, Optics Letters 35, 2904 (2010).

9. Brub J.-P., Valle R., Bernier M., Kosareva O.G., Panov N.A., Kandidov V.P., Chin S.L.

“Self and forced periodic arrangement of multiple filaments in glass”, Optics Express 18, 10. Uryupina D., Kurilova M., Mazhorova A., Panov N., Volkov R., Gorgutsa S., Kosareva O., Savel'ev A., Chin S.L. “Few-cycle optical pulse production from collimated femtosecond laser beam filamentation”, Journal of the Optical Society of America B 27, 667 (2010).

11. Курилова М.В., Урюпина Д.С., Мажорова А.В., Волков Р.В., Горгуца С.Р., Панов Н.А., длительностью до 8 фс при филаментации коллимированного фемтосекундного лазерного излучения в аргоне», Квантовая электроника 39, 879 (2009).

12. Кosareva О.G., Liu W., Panov N.A., Bernhardt J., Ji Z., Sharifi M., Li R., Xu Z., Liu J., Wang Z., Ju J., Lu X., Jiang Y., Leng Y., Liang X., Kandidov V.P., Chin S.L. “Can we reach very high intensity in air with femtosecond PW laser pulses?”, Laser Physics 19, 13. Панов Н.А., Саввин А.Д., Косарева О.Г., Савельев-Трофимов А.Б., Кандидов В.П., Потанин С.А., Польских С.Д., «Фемтосекундные филаменты как новый тип опорных лазерных источников для астрономической адаптивной оптики», Квантовая электроника 39, 560 (2009).

14. Курилова М.В., Урюпина Д.С., Мажорова А.В., Горгуца С.Р., Волков Р.В., фемтосекундного лазерного излучения при его филаментации в газовой среде», Оптика и спектроскопия, 107, 459 (2009).

15. Chen Y., Wang T., Marceau C., Theberge F., Chateauneuf M., Dubois J., Kosareva O., Chin S.L. “Characterization of terahertz emission from a dc-biased filament in air”, Applied Physics Letters 95, 101101 (2009).

фемтосекундного лазерного излучения» Квантовая электроника 39, 205 (2009).

17. Chin S., Xu H., Luo Q., Thberge F., Liu W., Daigle J., Kamali Y., Simard P., Bernhardt J., Hosseini S., Sharifi M., Mjean G., Azarm A., Marceau C., Kosareva O., Kandidov V., Akzbek N., Becker A., Roy G., Mathieu P., Simard J., Chteauneuf M., Dubois J.

“Filamentation “remote” sensing of chemical and biological agents/pollutants using only one femtosecond laser source”, Applied Physics B 95, 1 (2009).

18. Daigle J.-F., Кosareva О.G., Panov N.A., Begin M., Lessard F., Marceau C., Kamali Y., Roy G., Kandidov V.P., Chin S.L. “A simple method to significantly increase filaments’ length and ionization density”, Applied Physics B 94, 249 (2009).

19. Chin S.L., Chen Y., Кosareva О.G., Kandidov V.P., Thberge F. “What is a Filament?”, Laser Physics 18, 962 (2008).

20. Chen Y., Thberge F., Marceau C., Xu H., Akzbek N., Кosareva О.G., Chin S.L.

“Observation of filamentation-induced continuous self-frequency down shift in air”, Applied Physics B 91, 219 (2008).

21. Кosareva О.G., Panov N.A., Uryupina D.S., Kurilova M.V., Mazhorova A.V., Savel’ev A.B., Volkov R.V., Kandidov V.P., Chin S.L. “Optimization of a femtosecond pulse self-compression region along a filament in air”, Applied Physics B 91, 35 (2008).

22. Chin S.L., Liu W., Kosareva O.G., Kandidov V.P. “The Physics of Intense Femtosecond Laser Filamentation”, Self-focusing: Past and Present, Topics in Applied Physics 114, 3491. Boyd R.W., Lukishova S.G., Shen Y.R. Editors, Springer, (2008).

23. Kandidov V.P., Dormidonov A.E., Kosareva O.G., Chin S.L., Liu W. “Self-focusing and Filamentation of Powerful Femtosecond Laser Pulses”, Self-focusing: Past and Present, Topics in Applied Physics 114, 371. Boyd R.W., Lukishova S.G., Shen Y.R. Editors, Springer, (2008).

24. Kandidov V.P., Dormidonov A.E., Кosareva О.G., Akzbek N., Scalora M., Chin S.L.

“Optimum small-scale management of random beam perturbations in a femtosecond laser pulse”, Applied Physics B 87, 29 (2007).

25. Кosareva О.G., Murtazin I.N., Panov N.A., Savel’ev A.B., Kandidov V.P., Chin S.L. “Pulse shortening due to filamentation in transparent medium”, Laser Physics Letters 4, “Локализация плазменного канала при множественной филаментации в воздухе”, Квантовая электроника 37, 1153 (2007).

27. Chen Y., Thberge F., Кosareva О.G., Panov N.A., Kandidov V.P., Chin S.L. “Evolution and termination of a femtosecond laser filament in air”, Optics Letters 32, 3477 (2007).

28. Shlenov S.A., Kandidov V.P., Kosareva O.G., Bezborodov A.E., Fedorov V.Yu. “Spatiotemporal control of femtosecond laser pulse filamentation in the atmosphere”.

Proceedings of SPIE, 6733, 67332M (2007).

29. Kosareva O.G., Nguyen T., Panov N.A., Liu W., Saliminia A., Kandidov V.P., Akozbek N., Scalora M., Vallee R., Chin S.L. “Array of femtosecond plasma channels in fused silica”, Optics Communications 267, 511 (2006).

30. Panov N.A., Kosareva O.G., Kandidov V.P. “Regularization of multiple filaments in atmospheric turbulence”, Proceedings of SPIE 6255, 212 (2006).

фемтосекундного импульса в объеме прозрачной среды” Оптический журнал 73, 32. Kosareva O.G., Panov N.A., Akozbek N., Kandidov V.P., Luo Q., Hosseini S.A., Liu W., Gravel J.-F., Roy G., Chin S.L. “Controlling a bunch of multiple filaments with a beam diameter”, Applied Physics B 82, 111 (2006).

33. Косарева О.Г., Григорьевский А.В., Кандидов В.П. “Формирование протяженных плазменных каналов в конденсированной среде в результате аксиконной фокусировки фемтосекундного лазерного импульса”, Квантовая электроника 35, 34. Косарева О.Г., Панов Н.А., Кандидов В.П. “Сценарий многофиламентации и генерации суперконтинуума мощного фемтосекундного лазерного импульса”, Оптика атмосферы и океана 18, 223 (2005).

35. Panov N.A., Kosareva O.G., Kandidov V.P., Akzbek N., Luo Q., Hosseini S.A., Liu W., Gravel J., Chin S.L. “Controlling the bunch of filaments formed by high-power femtosecond laser pulse in air”, Proceedings of SPIE 5708, 91 (2005).

фемтосекундного лазерного импульса”, Квантовая электроника 35, 59 (2005).

37. Tang X.P., Becker A., Liu W., Sharifi M., Kosareva O., Kandidov V.P., Agostini P., Chin S.L. “Enhanced fragmentation of toluene through linear and nonlinear increase of the focal spot area of an ultrashort laser pulse”, Physical Review A 71, 045401 (2005).

38. Tang X.P., Becker A., Liu W., Sharifi M., Kosareva O.G., Kandidov V.P., Agostini P., Chin S.L. “Self-action effects in ionization and fragmentation of toluene by femtosecond laser pulses”, Applied Physics B 80, 547 (2005).

Hosseini S.A., Chin S.L. “Towards a control of multiple filamentation by spatial regularization of a high-power femtosecond laser pulse”, Applied Physics B 80, 40. Luo Q., Hosseini S.A., Liu W., Gravel J.-F., Kosareva O.G., Panov N.A., Akzbek N., Kandidov V.P., Roy G., Chin S.L., “Effect of beam diameter on the propagation of intense femtosecond laser pulses”, Applied Physics B 80, 35 (2005).

Хоссейни С.А., Чин С. “Метод пространственной регуляризации пучка филаментов в фемтосекундном лазерном импульсе”, Квантовая электроника 34, 879 (2004).

42. Hosseini S.A., Luo Q., Ferland B., Liu W., Chin S.L., Kosareva O.G., Panov N.A., Akzbek N., Kandidov V.P. “Competition of multiple filaments during the propagation of intense femtosecond laser pulses”, Physical Review A 70, 033802 (2004).

43. Кандидов В.П., Голубцов И.С., Косарева О.Г. “Источники суперконтинуума в мощном фемтосекундном лазерном импульсе при распространении в жидкости и газе”, Квантовая Электроника 34, 348 (2004).

44. W Liu W., Hosseini S.A., Luo Q., Ferland B., Chin S.L., Kosareva O.G., Panov N.A., Kandidov V.P. “Experimental observation and simulations of the self-action of white light laser pulse propagating in air”, New Journal of Physics 6, 6.1 (2004).

мощного фемтосекундного лазерного импульса как средство управления его Электроника 33, 525 (2003).

46. Кандидов В.П., Косарева О.Г., Колтун А.А. “Нелинейно-оптическая трансформация Электроника 33, 69 (2003).

47. Liu W., Chin S.L., Kosareva O., Golubtsov I.S., Kandidov V.P., “Multiple refocusing of a femtosecond laser pulse in a dispersive liquid (methanol)”, Optics Communications 225, 48. Liu W., Kosareva O., Golubtsov I.S., Iwasaki A., Becker A., Kandidov V.P., Chin S.L.

“Femtosecond laser pulse filamentation versus optical breakdown in H2O”, Applied Physics B 76, 215 (2003).

Bowden C.M., Chin S.L. “Self-transformation of a powerful femtosecond laser pulse into a white-light laser pulse in bulk optical media (or supercontinuum generation)”, Applied Physics B 77, 149 (2003).

50. Chin S.L., Talebpour A., Yang J., Petit S., Kandidov V.P., Kosareva O.G., Tamarov M.P.

“Filamentation of femtosecond laser pulses in turbulent air”, Applied Physics B 74, 51. Liu W., Kosareva O., Golubtsov I.S., Iwasaki A., Becker A., Kandidov V.P., Chin S.L.

“Random deflection of the white light beam during self-focusing and filamentation of a femtosecond laser pulse in water” Applied Physics B 75, 595 (2002).

52. Голубцов И.С., Косарева О.Г. “Влияние различных физических факторов на генерацию конической эмиссии при распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе”, Оптический журнал 69, 21 (2002).

53.. Chin S.L., Petit S., Liu W., Iwasaki A., Nadeu M.-C., Kandidov V.P., Kosareva O.G., Andrianov K.Yu. “Interference of transverse rings in multifilamentation of powerful femtosecond laser pulses in air”, Optics Communications 210, 329 (2002).

фемтосекундного лазерного импульса в атмосфере”, Оптика атмосферы и океана 55. Golubtsov I.S., Kosareva O.G., Mozhaev E.I. “Nonlinear-optical spectral transformation of the powerful femtosecond laser pulse in air”, Physics of Vibrations 8, 73 (2000).

нелинейная оптика атмосферы”, Оптика атмосферы и океана 13, 429 (2000).

57. Кандидов В.П., Косарева О.Г., Тамаров М.П., Броде А., Чин С. “Зарождение и блуждание филаментов при распространении мощного лазерного излучения в турбулентной атмосфере”, Квантовая Электроника 29, 73 (1999).

58. Chin S.L., Brodeur A., Petit S., Kosareva O.G., Kandidov V.P. “Filamentation and supercontinuum generation during the propagation of powerful ultrashort laser pulses in optical media (white light laser)”, Journal of Nonlinear Optical Physics & Materials 8, 59. Brodeur A., Chien C.Y., Ilkov F.A., Chin S.L., Kosareva O.G., Kandidov V.P. “Moving focus in the propagation of ultrashort laser pulses in air”, Optics Letters 22, 304 (1997).

60. Kosareva O.G., Kandidov V.P., Brodeur A., Chien C.Y., Chin S.L. “Conical emission from laser–plasma interactions in the filamentation of powerful ultrashort laser pulses in air”, Optics Letters 22, 1332 (1997).

61. Кандидов В.П., Косарева О.Г., Бродер А., Чин С.Л. “Состояние исследований по филаментации мощных субпикосекундных лазерных импульсов в газах”, Оптика атмосферы и океана 10, 1539 (1997) 62. Kosareva O.G., Brodeur A., Kandidov V.P., Chin S.L. “From filamentation in condensed media to filamentation in gases”, Journal of Nonlinear Optical Physics & Materials 6, неустойчивость мощного субпикосекундного лазерного импульса в газах”, Квантовая Электроника 24, 453 (1997).

самодефокусировки на распространение мощных фемтосекундных лазерных импульсов в газах в условиях ионизации”, Квантовая Электроника 21, 971 (1994).

65. Кандидов В.П., Косарева О.Г., Шленов С.А. “Влияние кубичной нелинейности и многофотонной ионизации на пространственно-временные характеристики субпикосекундного лазерного импульса в воздухе”, Оптика атмосферы и океана