Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом

На основе полуклассических и квантовых моделей исследовано явление возбуждения квазипостоянного тока в плазме, создаваемой интенсивным предельно коротким лазерным импульсом. Найдены оптимальные условия для высокоэффективной реализации рассмотренного явления. Полученные результаты могут быть использо...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2008
Автори:	Введенский, Н.В., Силаев, А.А.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України 2008
Назва видання:	Вопросы атомной науки и техники
Теми:	Нелинейные процессы в плазменных средах
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/110696
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом / Н.В. Введенский, А.А. Силаев // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 4. — С. 231-236. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-110696
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1106962017-01-07T03:01:50Z Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом Введенский, Н.В. Силаев, А.А. Нелинейные процессы в плазменных средах На основе полуклассических и квантовых моделей исследовано явление возбуждения квазипостоянного тока в плазме, создаваемой интенсивным предельно коротким лазерным импульсом. Найдены оптимальные условия для высокоэффективной реализации рассмотренного явления. Полученные результаты могут быть использованы для создания источников мощного терагерцового излучения и для решения задачи контроля абсолютной фазы в предельно коротких лазерных импульсах. На основі напівкласичних і квантових моделей досліджено явище порушення квазіпостійного струму в плазмі, створюваної інтенсивним гранично коротким лазерним імпульсом. Знайдено оптимальні умови для високоефективної реалізації розглянутого явища. Отримані результати можуть бути використані для створення джерел потужного терагерцового випромінювання і для вирішення завдання контролю абсолютної фази в гранично коротких лазерних імпульсах. The phenomenon of a quasi-DC current excitation in plasma created by an intense few-cycle laser pulse is investigated on the basis of quantum and semiclassical models. The optimum conditions for high-efficient realization of the phenomenon discussed are found. The obtained results can be used both in making sources of a high-power terahertz radiation and in the solving problem of the carrier-envelope phase control in few-cycle laser pulses. 2008 Article Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом / Н.В. Введенский, А.А. Силаев // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 4. — С. 231-236. — Бібліогр.: 13 назв. — рос. 1562-6016 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/110696 621.384.6 ru Вопросы атомной науки и техники Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Нелинейные процессы в плазменных средах Нелинейные процессы в плазменных средах
spellingShingle	Нелинейные процессы в плазменных средах Нелинейные процессы в плазменных средах Введенский, Н.В. Силаев, А.А. Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом Вопросы атомной науки и техники
description	На основе полуклассических и квантовых моделей исследовано явление возбуждения квазипостоянного тока в плазме, создаваемой интенсивным предельно коротким лазерным импульсом. Найдены оптимальные условия для высокоэффективной реализации рассмотренного явления. Полученные результаты могут быть использованы для создания источников мощного терагерцового излучения и для решения задачи контроля абсолютной фазы в предельно коротких лазерных импульсах.
format	Article
author	Введенский, Н.В. Силаев, А.А.
author_facet	Введенский, Н.В. Силаев, А.А.
author_sort	Введенский, Н.В.
title	Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом
title_short	Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом
title_full	Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом
title_fullStr	Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом
title_full_unstemmed	Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом
title_sort	ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом
publisher	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
publishDate	2008
topic_facet	Нелинейные процессы в плазменных средах
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/110696
citation_txt	Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом / Н.В. Введенский, А.А. Силаев // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 4. — С. 231-236. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.
series	Вопросы атомной науки и техники
work_keys_str_mv	AT vvedenskijnv uskorenieélektronovigeneraciâkvazipostoânnogotokavprocesseionizaciigazapredelʹnokorotkimlazernymimpulʹsom AT silaevaa uskorenieélektronovigeneraciâkvazipostoânnogotokavprocesseionizaciigazapredelʹnokorotkimlazernymimpulʹsom
first_indexed	2025-07-08T00:59:59Z
last_indexed	2025-07-08T00:59:59Z
_version_	1837038463185059840
fulltext	___________________________________________________________ ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2008. № 4. Серия: Плазменная электроника и новые методы ускорения (6), с.231-236. 231 УДК 621.384.6 УСКОРЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ И ГЕНЕРАЦИЯ КВАЗИПОСТОЯННОГО ТОКА В ПРОЦЕССЕ ИОНИЗАЦИИ ГАЗА ПРЕДЕЛЬНО КОРОТКИМ ЛАЗЕРНЫМ ИМПУЛЬСОМ Н.В. Введенский, А.А. Силаев Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, Россия E-mail: vved@appl.sci-nnov.ru На основе полуклассических и квантовых моделей исследовано явление возбуждения квазипостоянного тока в плазме, создаваемой интенсивным предельно коротким лазерным импульсом. Найдены оптимальные условия для высокоэффективной реализации рассмотренного явления. Полученные результаты могут быть использованы для создания источников мощного терагерцового излучения и для решения задачи контроля абсолютной фазы в предельно коротких лазерных импульсах. 1. ВВЕДЕНИЕ Возбуждение квазипостоянного тока (характерное время изменения которого много больше периода оптического поля) в плотной лазерной плазме привлекает в настоящее время большое внимание в связи с проблемой использования ее в качестве активной излучающей среды в схемах генерации терагерцового излучения [1-9]. Рассматриваются различные механизмы ускорения свободных электронов для создания высоких значений плотности квазипостоянного тока в плазме. В лазерных импульсах, содержащих много периодов оптического поля (длина волны ~ 1 мкм, длительность ~ 100 фс), с высокими значениями максимальной интенсивности (~1018…1019 Вт/см2) возбуждение происходит за счет действия нелинейной пондеромоторной силы [1, 2], в импульсах с умеренной максимальной интенсивностью (~1014…1016 Вт/см2) − за счет действия так называемых «ионизационных» механизмов, т.е. ускорения электронов в процессе создания самой плазмы некоторым внешним полем с частотой, отличной от частоты ионизирующего лазерного импульса. В качестве такого внешнего поля рассматривают статическое [3] или микроволновое [4] электрическое поле, наложенное на ионизируемую область пространства, или поле второй гармоники самого ионизирующего лазерного импульса при определенном сдвиге фаз между полем на основной и удвоенной частоте [5, 6]. Настоящая работа посвящена исследованию нового, недавно открытого экспериментально [7] и получившего теоретическое объяснение [8, 9], механизма возбуждения квазипостоянного тока в плазме, при котором ускорение электронов производится электрическим полем самого же ионизирующего предельно короткого лазерного импульса, содержащего всего несколько периодов оптического поля. Этот механизм, как и другие ионизационные механизмы возбуждения квазипостоянного тока в лазерной плазме, реализуется при умеренных значениях интенсивности лазерных импульсов (~1014…1016 Вт/см2), достаточных для ионизации газа. В процессе ионизации атомов газа освободившиеся электроны ускоряются электрическим полем лазерного импульса, возникает зависящая от времени объемная плотность электронного тока, которая после прохождения лазерного импульса выходит в общем случае на ненулевое значение плотности остаточного (квазипостоянного) тока, являющегося начальным толчком к возбуждению собственных плазменных колебаний, излучающих в условиях достаточно плотной лазерной плазмы в терагерцовом диапазоне частот [7-9]. 2. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ Будем считать электрическое поле лазерного импульса зависящим только от времени t и направленным вдоль оси z с проекцией ( ))/(2ln2exp)cos()( 22 0 pL ttEtE τ−ϕ+ω= . (1) Здесь 0E − максимум огибающей, Lω − несущая частота, τр − полная длительность импульса по уровню интенсивности 1/2 от максимальной, ϕ − абсолютная фаза (разность фаз между несущей и огибающей). Мы предполагаем, что максимальная плотность плазмы, возникающая при ионизации, много меньше критической плотности )4/( 22 emN LcL πω= , а собственная частота колебаний поля в плазме, которую мы обозначим THzω (имея в виду, что она лежит в терагерцовом диапазоне частот), удовлетворяет неравенству 1<<τω pTHz . Указанные условия позволяют пренебречь на стадии возбуждения квазипостоянного тока поляризационным откликом плазмы как на вынужденной частоте Lω , так и на собственной частоте THzω , поэтому всюду мы будем считать электрическое поле заданной функцией времени, определяемой выражением (1). В настоящей работе плотность остаточного (квазипостоянного) тока впервые определялась на основе квантового подхода и уточненного, по сравнению с работами [8, 9], полуклассического подхода. Квантовый подход основан на численном решении в цилиндрической системе координат ),,( zθρ нестационарного уравнения Шредингера для волновой функции электрона ),( trψ в атоме 232 водорода, находящемся в заданном электрическом поле лазерного импульса ψ ⎟⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎜ ⎝ ⎛ − +ρ −∇−= ∂ ψ∂ zteE z e mt i )( 22 2 2 2 2h h , (2) в котором в качестве начального условия задавалась волновая функция основного состояния электрона в атоме водорода. Здесь h − постоянная Планка, e и m − заряд и масса электрона. Поскольку начальное условие не зависит от полярного угла θ , то и решение уравнения (2) также не будет зависеть от θ : ),,( tzρψ=ψ . Квантовый подход позволяет на основе решения уравнения (2) учитывать все этапы электронной динамики: ионизацию атома, движение электронного волнового пакета под действием электрического поля лазерного импульса и кулоновского поля ядра, а также рассеяние волнового пакета на ионе. Граничные условия задавались в следующем виде: 0\|\|, 0 =ψ= ρ∂ ψ∂ ∞→ρ =ρ z . (3) Найденная зависимость ),,( tzρψ позволяет найти распределение плотности потока вероятности во всем объеме: ( )ψ∇∗ψ−=ρ i m tz Re),,( h ξ . Плотность тока находится путем усреднения по объему V плотности потока вероятности, умноженной на заряд электрона и невозмущенную плотность газа Ng. В результате усреднения останется отличной от нуля только z-компонента плотности электронного тока 0 ( ) ( , , ) 2 ( , , ) .z z zj t eN z t eN dz z t dVg gξ ρ π ρξ ρ ρ ∞ ∞ −∞ = = ∫ ∫ Остаточная плотность тока равна значению плотности тока при ∞=t ρ∞=ρξρπ= ∫ ∫ ∞ ∞− ∞ ∞= dtzdzgeNj zt ),,(2 0 . Трехмерный квантовый расчет на основе уравнения (2) требует больших вычислительных ресурсов и занимает много времени даже на самых современных производительных компьютерах, поскольку задача определения плотности остаточного тока требует расчета всей пространственно-временной эволюции волнового пакета, в том числе и на далеких от ядра расстояниях. Поэтому для определения оптимальных условий генерации остаточного тока, наряду с трехмерными расчетами, нами численно решалось также одномерное нестационарное уравнение Шредингера: ),()()( 2 2 2 2),( tzzteEzU zmt tz i ψ ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ −+ ∂ ∂ −= ∂ ψ∂ h h , (4) с начальным условием в виде основного состояния электрона в потенциале )(zU и граничными условиями 0→ψ при ±∞→z . Модельный потенциал )(zU , описывающий взаимодействие электрона с ядром, подбирался нами из условия совпадения скорости ионизации (временной эволюции числа частиц, оставшихся в основном состоянии атома водорода), рассчитанной на основе уравнений (2) и (4) в широком диапазоне значений длительности и интенсивности лазерных импульсов. Использование одномерных потенциалов, предложенных в работах [10,11] и получивших широкое распространение в связи с задачами генерации высоких гармоник лазерного излучения, приводит к сильному завышению скорости ионизации и к значительным погрешностям в определении плотности остаточного тока. Мы задавали модельный потенциал в следующем виде: ( )22/12/1 2 )( az e zU + −= . (5) Выбор параметра a в виде 0362.0 ra = , где см103.5/ 922 0 −×== mer h − радиус Бора, обеспечивает совпадение энергии основного состояния в потенциале (5) с истинным значением в трехмерном кулоновском потенциале. Полуклассический подход к определению остаточного тока основан на решении системы уравнений, включающей в себя уравнение для концентрации свободных электронов N и классическое уравнение для плотности тока j в плазме с переменным числом частиц ( )\| ( ) \| , 2 ( ) ( ). N N N w E tgt j e N t E t t m ∂⎧ ⎛ ⎞= −⎜ ⎟⎪ ∂ ⎝ ⎠⎪ ⎨ ∂⎪ =⎪∂⎩ (6) Здесь вероятность ионизации в единицу времени \|)(\| Ew − заданная функция напряженности электрического поля. Величина плотности остаточного тока находится как решение уравнений (6) при ∞=t ∫ +∞ ∞− ∞= = dttEtN m e j t )()( 2 , где ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ ′′−−= ∫ ∞− t g tdtEwNtN \|))((\|exp1)( . Поскольку несущая частота лазерного импульса много меньше атомной единицы частоты, то зависимость вероятности ионизации в единицу времени от напряженности электрического поля может быть взята из решения задачи об ионизации атома водорода из основного состояния в статическом электрическом поле. В наших расчетах мы задавали функцию \|)(\| Ew двумя способами: с помощью часто используемой приближенной аналитической формулы для вероятности туннельной ионизации [12]: ( ) ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ − Ω = E aE E aEaEw 3 2 exp 4 , (7) 233 где В/см1014.5/ 9452 ×== hemEa и 11634 c1013.4/ −×==Ω hmea − атомные единицы, соответственно, поля и частоты; на основе численной аппроксимации данных работы [13], полученных из численного решения уравнения Шредингера. Функция \|)(\| Ew , построенная двумя указанными выше способами, показана на Рис.1. Как видим, при напряженности поля aEE 1.0\|\| > , туннельная формула (7) в несколько раз завышает вероятность ионизации по сравнению с точными значениями. Рис.1. Зависимость вероятности (в единицу времени) ионизации \|)(\| Ew атома водорода (в основном состоянии) в статическом электрическом поле E . Сплошная линия − точные значения, взятые из [13], пунктир − туннельная формула (7) Далее в работе мы вычисляем плотность остаточного тока как с помощью квантового, так и с помощью полуклассического подходов, нормируя в обоих случаях плотность тока на максимально возможную плотность осцилляторного тока oscj в электрическом поле лазерного импульса: osc t norm j j j ∞== , L g oscgosc m ENe VeNj ω == 0 2 . Введенная таким образом нормированная плотность тока является функцией абсолютной фазы, длительности, максимума огибающей и несущей частоты лазерного импульса и, поскольку кинетическая энергия, запасенная в остаточном токе, пропорциональна квадрату его плотности, квадрат нормированной плотности тока характеризует эффективность преобразования энергии лазерного импульса в энергию квазипостоянного тока и в энергию порождаемого этим током терагерцового излучения. 3. РЕЗУЛЬТАТЫ ЧИСЛЕННЫХ РАСЧЕТОВ В результате проведенных численных расчетов нами было установлено, что в интересующей нас широкой области значений параметров лазерных импульсов результаты трехмерных и одномерных квантовых расчетов (с использованием предложен- ного нами одномерного потенциала, задаваемого формулой (5)) с высокой точностью совпадают. На Рис.2 построены полученные с помощью квантовых и полуклассических расчетов зависимости нормированной плотности тока от абсолютной фазы импульса )()( ϕ+π−=ϕ normnorm jj при длине волны лазерного излучения нм800/2 =ωπ=λ LL c и различных значениях максимума огибающей и длительности лазерного импульса. Как видим, нормированная плотность тока является гладкой функцией, достигающей своего максимального (по модулю) значения при некоторой абсолютной фазе, которую мы далее будем называть оптимальной фазой и обозначать optϕ , а соответствующее ей абсолютное значение нормированной плотности тока обозначим )( optnormopt jj ϕ= . Рис.2. Зависимости нормированной плотности остаточного тока osctnorm jjj /∞== от абсолютной фазы импульса ϕ при длине волны Lλ =800 нм и различных фиксированных значениях максимума огибающей 0E и длительности pτ : 0E =0.14 Еа, pτ =2.5 фс (a); 0E =0.5 Еа, pτ =5 фс (b). Сплошные линии − полуклассические расчеты с точной зависимостью вероятности ионизации от напряженности поля, пунктир − полуклассические расчеты с использованием туннельной формулы (7), звездочки − квантовые расчеты Заметим, что известная (либо из численных расчетов, либо измеренная экспериментально) зависимость остаточной плотности тока от абсолютной фазы (при фиксированных остальных параметрах) позволяет осуществлять ее контроль в предельно коротких лазерных импульсах путем измерения энергии или поля излучаемого плазмой терагерцового сигнала [7,9]. Зависимости )( popt τϕ и )( poptj τ при нм800=λL и двух фиксированных значениях максимума огибающей 0E показаны на Рис.3. С увеличением длительности импульса pτ величина максимально возможного остаточного тока снижается при 1>>τω pL − по экспоненциальному закону, при этом модуль показателя экспоненты прямо пропорционален параметру pLτω (т.е. количеству оптических периодов в лазерном импульсе). Как следует из 234 Рис.2, 3 при выбранных нами значениях параметров результаты полуклассических расчетов, использующих точную зависимость вероятности ионизации от напряженности поля, хорошо согласуются с результатами квантовых расчетов. Использование туннельной формулы (7) приводит к погрешностям в определении оптимальной абсолютной фазы optϕ и завышению соответствующей ей величины optj . Рис.3. Зависимости оптимальной абсолютной фазы optϕ и отвечающего ей абсолютного значения нормированной плотности остаточного тока )( optnormopt jj ϕ= от длительности лазерного импульса τp при длине волны λL = 800 нм и различных фиксированных значениях максимума огибающей E0: E0 = 0,15 Ea (a, b); E0 = 0,15 Ea (c, d). Сплошные линии − полуклассические расчеты с точной зависимостью вероятности ионизации от напряженности поля, пунктир − полуклассические расчеты с использованием туннельной формулы (7), звездочки − квантовые расчеты На Рис.4 показаны зависимости optj от максимума огибающей E0 при двух фиксированных значениях длительности τp и длине волны нм800=λL . Рис.4. Зависимости )( 0Ejopt при λL = 800 нм при различных фиксированных τp. Сплошные линии − полуклассические расчеты с точной зависимостью вероятности ионизации от напряженности поля, звездочки − квантовые расчеты Как видим, величина jopt достигает своего максимального значения joptmax при некоторой оптимальной величине максимума огибающей импульса E0opt. Результаты полуклассических и квантовых расчетов сильно различаются при E0<<E0opt, когда максимальная осцилляторная энергия электрона становится порядка или меньше потенциала ионизации (равного для атома водорода 13.6 эВ), и становится существенной многофотонная ионизация с другой, отличной от ионизации в статическом поле, зависимостью вероятности от поля. Когда optEE 00 ≥ , осцилляторная энергия много больше потенциала ионизации, и результаты полуклассических и квантовых расчетов с высокой точностью совпадают. Зависимости optE0 и )( 0max optoptopt Ejj = от количества оптических периодов в лазерном импульсе (величины πτω 2/pL ), рассчитанные с использованием полу- классической модели с точной зависимостью вероятности ионизации от напряженности 235 статического электрического поля при различных значениях длины волны лазерного излучения Lλ , показаны на Рис.5. Как видим, оптимальное значение максимальной напряженности в лазерном импульсе растет как с увеличением количества периодов поля в импульсе, так и с увеличением несущей частоты, меняясь в рассмотренном нами диапазоне длин волн и длительностей в пределах от aE2.0 до aE (значения интенсивностей при этом порядка 1015…1016 Вт/см2). Величина максимально возможной нормированной плотности остаточного тока растет с уменьшением несущей частоты и количества периодов поля в импульсе, при этом для очень коротких импульсов, содержащих примерно одно оптическое колебание, эффективность преобразо- вания энергии лазерного импульса в энергию остаточного тока может Рис.5. Зависимости оптимальных значений максимума огибающей optE0 (a) и отвечающих им значений максимально возможных величин нормированной плотности остаточного тока )( 0max optoptopt Ejj = (b) от количества оптических периодов в лазерном импульсе при различных значениях длины волны Lλ достигать значений порядка 10%, что на несколько порядков превышает значения эффективности, достигающиеся при других способах возбуждения квазипостоянного тока в плотной лазерной плазме [1- 6], и может приводить к генерации терагерцового излучения гигаваттного уровня мощности [8]. ЗАКЛЮЧЕНИЕ В настоящей работе были впервые построены полуклассическая (использующая точную зависимость вероятности ионизации от напряженности электрического поля), одномерная квантовая и трехмерная квантовая модели расчета ионизационного механизма генерации квазипостоянного тока в плазме, создаваемой предельно короткими лазерными импульсами. Показано хорошее согласие даваемых ими результатов при достаточно высоких значениях максимальной напряженности поля в импульсе, отвечающих высоким, по сравнению с потенциалом ионизации, значениям осцилляторной энергии электронов. Найдены зависимости оптимальной абсолютной фазы и оптимальной максимальной напряженности поля в импульсе от длительности при различных значениях несущей частоты. Для очень коротких импульсов, содержащих 1-2 периода оптического поля, высокие (по сравнению с другими известными механизмами) значения максимальной эффективности возбуждения квазипостоянного тока достигаются при достаточно умеренных величинах максимальной интенсивности поля в лазерном импульсе (~1015…1016 Вт/см2). Исследованный механизм ускорения электронов и возбуждения квазипостоянного тока в плотной плазме может быть использован для высокоэффективной генерации мощного терагерцового излучения и для решения важной задачи контроля абсолютной фазы в предельно коротких лазерных импульсах. Работа выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (гранты №№07-02-01265, 06-02-17496, 07-02-01239) и Министерства образования и науки Российской Федерации (грант № МК-3923.2008.2). ЛИТЕРАТУРА 1. H. Hamster, A. Sullivan, S. Gordon, and R.W. Fal- cone. Short-pulse terahertz radiation from high- intensity-laser-produced plasmas // Phys. Rev. E. 1994, v.49, №1, p.671-677. 2. W.P. Leemans, J. van Tilborg, J. Faure, et al. Tera- hertz radiation from laser accelerated electron bunches // Phys. Plasmas. 2004, v.11, №5, p.2899- 2906. 3. T. Löffler, F. Jacob, and H.G. Roskos. Generation of terahertz pulses by photoionization of electrically bi- ased air // Appl. Phys. Lett. 2000, v.77, №3, p.453-455. 4. А.М. Быстров, Н.В. Введенский, В.Б. Гильденбург. Генерация терагерцового излучения при оптическом пробое газа // Письма в ЖЭТФ. 2005, т. 82, в.12, с.852-857. 5. D.J. Cook and R.M. Hochstrasser. Intense terahertz pulses by four-wave rectification in air // Opt. Lett. 2000, v.25, №16, p.1210-1212. 6. K.Y. Kim, J.H. Glownia, A.J. Taylor and G. Rodriguez. Terahertz emission from ultrafast ionizing air in symmetry-broken laser fields // Opt. Express. 2007, v.15, №8, p.4577-4584. 7. M. Kreß, T. Löffler, M.D. Thomson et al. Determi- nation of the carrier-envelope phase of few-cycle la- ser pulses with terahertz-emission spectroscopy // Nature Phys. 2006, v.2, p.327-331. 8. V.B. Gildenburg and N.V. Vvedenskii. Optical-to- THz wave conversion via excitation of plasma oscil- 236 lations in the tunneling-ionization process // Phys. Rev. Lett. 2007, v.98, p.245002-1-4. 9. H.-C. Wu, J. Meyer-ter-Vehn, and Z.-M. Sheng. Phase-sensitive terahertz emission from gas targets irradiated by few-cycle laser pulses // New J. Phys. 2008, v.10, p.043001-1-10. 10. J. Javanainen, J. H. Eberly, and Q. Su. Numerical simulations of multiphoton ionization and above- threshold electron spectra // Phys. Rev. A. 1988, v.38, №7, p.3430-3446. 11. A. Gordon, R. Santra, and F.X. Kärtner. Role of the Coulomb singularity in high-order harmonic genera- tion // Phys. Rev. A. 2005, v.72, p.063411-1-7. 12. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Теоретическая физика, т. 3 «Квантовая механика (нерелятивистская теория)». М.: «Физматлит», 1989, 768 с. 13. M.V. Ivanov. Complex rotation in two-dimensional mesh calculations for quantum systems in uniform electric fields // J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 2001, v.34, p.2447-2473. Статья поступила в редакцию 29.05.2008 г. ELECTRON ACCELERATION AND QUASI-DC CURRENT EXCITATION DURING THE PROCESS OF A GAS IONIZATION BY FEW-CYCLE LASER PULSE N.V. Vvedenskii, A.A. Silaev The phenomenon of a quasi-DC current excitation in plasma created by an intense few-cycle laser pulse is inves- tigated on the basis of quantum and semiclassical models. The optimum conditions for high-efficient realization of the phenomenon discussed are found. The obtained results can be used both in making sources of a high-power tera- hertz radiation and in the solving problem of the carrier-envelope phase control in few-cycle laser pulses. ПРИСКОРЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ І ГЕНЕРАЦІЯ КВАЗІПОСТІЙНОГО СТРУМУ В ПРОЦЕСІ ІОНІЗАЦІЇ ГАЗА ГРАНИЧНО КОРОТКИМ ЛАЗЕРНИМ ІМПУЛЬСОМ Н.В. Введенський, А.А. Сілаєв На основі напівкласичних і квантових моделей досліджено явище порушення квазіпостійного струму в плазмі, створюваної інтенсивним гранично коротким лазерним імпульсом. Знайдено оптимальні умови для високоефективної реалізації розглянутого явища. Отримані результати можуть бути використані для створення джерел потужного терагерцового випромінювання і для вирішення завдання контролю абсолютної фази в гранично коротких лазерних імпульсах.

Ускорение электронов и генерация квазипостоянного тока в процессе ионизации газа предельно коротким лазерным импульсом

Репозитарії

Схожі ресурси