Propagacja włókna - Filament propagation

W optyce nieliniowej , propagacja włókno jest propagacji wiązki światła przez medium bez ugięcia . Jest to możliwe, ponieważ efekt Kerra powoduje zmianę współczynnika załamania w ośrodku, powodując samoczynne ogniskowanie wiązki.

Ślady uszkodzeń włókien w szkle spowodowane przez impulsy laserowe zostały po raz pierwszy zaobserwowane przez Michaela Herchera w 1964 roku. Propagację włókienek impulsów laserowych w atmosferze zaobserwował w 1994 roku Gérard Mourou i jego zespół z University of Michigan . Równowaga pomiędzy samoczynnym ogniskowaniem refrakcji a samosłabnącą dyfrakcją przez jonizację i rozrzedzenie wiązki laserowej o intensywności terawatów, wytworzonej przez wzmocnienie impulsów ćwierkających , w atmosferze tworzy „włókna”, które działają jak falowody dla wiązki, zapobiegając w ten sposób dywergencji. Konkurencyjne teorie, że obserwowane włókno było w rzeczywistości iluzją stworzoną przez aksikoniczne (bessel) lub poruszające się ognisko zamiast "falowodowej" koncentracji energii optycznej, zostały unieruchomione przez pracowników z Los Alamos National Laboratory w 1997 r. Chociaż wyrafinowane modele zostały opracowane w celu opisania procesu filamentacji, model zaproponowany przez Akozbek et al. zapewnia półanalityczne i łatwe do zrozumienia rozwiązanie do propagacji silnych impulsów laserowych w powietrzu.

Propagację włókien w ośrodku półprzewodnikowym można również zaobserwować w laserach emitujących powierzchnię wnęki pionowej o dużej aperturze .

Filamentowanie laserem femtosekundowym w mediach gazowych

Samoogniskowanie

Wiązka laserowa przechodząca przez ośrodek może modulować współczynnik załamania światła o wartości

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

gdzie , i są liniowe, współczynnik załamania, współczynnik załamania światła drugiego rzędu i intensywność rozmnożeniowego pola laserowe odpowiednio. Samoogniskowanie występuje, gdy przesunięcie fazowe spowodowane efektem Kerra kompensuje przesunięcie fazowe z powodu dywergencji wiązki Gaussa. Zmiana fazy spowodowana dyfrakcją wiązki Gaussa po przejechaniu odcinka is ${\ displaystyle n_ {0}}$${\ displaystyle {\ bar {n}} _ {2}}$${\ displaystyle I}$${\ displaystyle \ Delta z}$

${\ Displaystyle \ phi _ {dyfrakcja} = {k \ Delta z \ ponad 2 \ rho _ {0} ^ {2}} r ^ {2}}$

i zmiana fazy z powodu efektu Kerra

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

gdzie , (zakres Rayleigha) i jest pas belki Gaussa. Aby nastąpiło samoogniskowanie, należy spełnić warunek, aby składniki były równe pod względem wielkości zarówno dla fazy Kerra, jak i fazy dyfrakcji. W związku z tym ${\ Displaystyle k = {2 \ pi n_ {0} \ ponad \ lambda}}$${\ displaystyle \ rho _ {0} = {\ pi w_ {0} ^ {2} n_ {0} \ over \ lambda}}$${\ displaystyle w_ {0}}$${\ displaystyle r ^ {2}}$

${\ Displaystyle I_ {0} = {w_ {0} ^ {2} \ ponad 4 \ rho _ {0} ^ {2} {\ bar {n}} _ {2}}}$ .

Z drugiej strony wiemy, że obszar belki Gaussa na jej talii to . W związku z tym ${\ displaystyle \ pi w_ {0} ^ {2} \ ponad 2}$

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

Uwaga

${\ Displaystyle {\ bar {n}} _ {2} \ lewo ({cm ^ {2} \ nad W} \ prawej) = n_ {2} n_ {0} \ epsilon _ {0} c}$

Samoogniskowanie wymaga mocy szczytowej lasera wyższej niż moc krytyczna (rzędu gigawatów w powietrzu), jednak w przypadku nanosekundowych impulsów w podczerwieni (IR) z mocami szczytowymi wyższymi niż moc krytyczna nie jest możliwe samo ogniskowanie. Jonizacja multifotonowa, odwrotna jonizacja Bremsstrahlunga i jonizacja lawinowa elektronów to trzy główne skutki interakcji gazu i lasera. Późniejsze dwa procesy są interakcjami typu kolizyjnego i wymagają czasu (od pikosekund do nanosekund). Impuls nanosekundowy jest wystarczająco długi, aby wywołać rozpad powietrza, zanim moc osiągnie rząd GW wymagany do samoczynnego ogniskowania. Rozkład gazu prowadzi do powstania plazmy, która pochłania i odbija światło, więc samoczynne ogniskowanie jest zabronione. ${\ displaystyle P_ {c}}$

Ponowne ogniskowanie podczas propagacji skupionego krótkiego impulsu laserowego

Ciekawym zjawiskiem związanym z propagacją żarnika jest ponowne zogniskowanie skupionych impulsów lasera po ogniskowaniu geometrycznym. Propagacja wiązki Gaussa przewiduje wzrastającą szerokość wiązki dwukierunkowo z dala od ogniska geometrycznego. Jednak w sytuacji filamentacji lasera wiązka szybko się zapadnie. Ta rozbieżność i ponowne ukierunkowanie będą trwały w nieskończoność.

Propagacja włókien w układach fotoreaktywnych

Tworzenie się i propagację włókien można również obserwować w układach fotopolimerowych. Takie układy wykazują nieliniowość optyczną podobną do Kerra poprzez wzrost współczynnika załamania światła na podstawie fotoreaktywności. Włókna powstają w wyniku samoczynnego uwięzienia poszczególnych wiązek lub niestabilności modulacji profilu światła o dużej powierzchni. Zaobserwowano propagację włókien w kilku fotopolimeryzowalnych systemach, w tym organosiloksanie, akryle, żywice epoksydowe i kopolimery z epoksydami oraz mieszanki polimerów. Lokalizacje formowania się i propagacji żarnika mogą być kontrolowane przez modulację profilu przestrzennego wejściowego pola świetlnego. Takie systemy fotoreaktywne są w stanie wytwarzać włókna z przestrzennie i czasowo niespójnego światła, ponieważ powolna reakcja reaguje na średnie w czasie natężenie pola optycznego, przy czym fluktuacje femtosekundowe wymywają się. Jest to podobne do mediów foto-refrakcyjnych z nie natychmiastowymi reakcjami, które umożliwiają propagację włókna przy niespójnym lub częściowo niespójnym świetle.

Potencjalne aplikacje

Włókna, po utworzeniu plazmy, zamieniają wąskopasmowy impuls laserowy w szerokopasmowy impuls mający zupełnie nowy zestaw zastosowań. Ciekawym aspektem plazmy indukowanej filamentacją jest ograniczona gęstość elektronów, proces, który zapobiega rozpadowi optycznemu. Efekt ten stanowi doskonałe źródło do spektroskopii wysokiego ciśnienia przy niskim poziomie kontinuum, a także mniejszym poszerzeniu linii. Innym potencjalnym zastosowaniem jest LIDAR - monitoring powietrza.

Cięcie w kostkę płaskich paneli przy użyciu krótkich impulsów laserowych jest ważnym zastosowaniem ze względu na fakt, że gdy szklane podłoża stają się cieńsze, trudniej jest poprawić wydajność procesu przy użyciu konwencjonalnych technik cięcia diamentowego ostrza. Z powodzeniem zademonstrowano zastosowanie krótkich impulsów do krojenia z szybkością ponad 400 mm / s na szkle niealkalicznym i szkle borokrzemianowym przy użyciu lasera femtosekundowego o wysokiej mocy 50 kHz i mocy 5 W. Zasada robocza opracowana przez Kamatę i wsp. jest następujący. Krótkotrwała wiązka laserowa o długości fali, dla której praca jest przezroczysta, jest kierowana na przednią powierzchnię pracy w kierunku tylnej powierzchni i skupiana. Żarnik w kierunku przemieszczania się wiązki światła od pasa wiązki jest utworzony przez działanie autofokusu spowodowane propagacją wiązki laserowej w pracy. Substancja zawarta w filamencie jest rozkładana przez wiązkę laserową i może zostać wyładowana z tylnej powierzchni, a w kanale powstaje wnęka. Podczas formowania wnęki skanowana jest wiązka lasera, formowana jest obrobiona powierzchnia, a następnie element można ciąć przy niewielkim naprężeniu zginającym.

W lipcu 2014 r. Naukowcy z University of Maryland donieśli o zastosowaniu impulsów lasera femtosekundowego filamentowanych w układzie kwadratu do wytworzenia gradientu gęstości w powietrzu, który działał jak światłowód trwający przez kilka milisekund. Wstępne testy wykazały 50% wzmocnienie sygnału w stosunku do niekierowanego sygnału z odległości około jednego metra.

Bibliografia

Linki zewnętrzne

• Eksperymenty szczegółowo opisujące, jak potężne ultrakrótkie impulsy laserowe rozchodzą się w powietrzu
• Filamentowanie i propagacja ultrakrótkich, intensywnych impulsów laserowych w powietrzu