对太瓦 (TW) 飞秒激光在自然大气中传输时产生的超长等离子体通道的物理性质进行了研究。试验结果证实 2 TW 飞秒激光在大气中自由传输时实 现了 2 km 长的等离子体通道, 长距离传输后通道内的等离子体电子密度约为 1011 cm-3, 仍然保持良好的导电性。高压放电试验也证实了有等离子体通道存在, 可以将放电电压降低 30%, 说明激光诱导高压放电的有效性。本次试验研究表明长度为公里量级、长寿命大气等离子体通道的实现是可行的, 将为激光引雷、大气监测、人工干预气候等实用化应用扫清技术上的障碍。

主要讨论了飞秒激光等离子体通道的形成机制,综述了飞秒激光等离子体通道电磁波传输的研究现状,并将等离子体通道归结为三种,即单通道传输线、双通道传输线和圆柱形空芯波导。最后,对飞秒激光等离子体通道传输电磁能的发展趋势进行了展望。

随着飞秒脉冲成丝在诸多领域中的广泛应用,延长成丝距离和伴随的等离子体通道长度成为应用的关键。通过求解广义非线性薛定谔方程以及电子密度演化方程,得出如果采用同能量的叠加高斯光束而不采用普通单一高斯光束作为入射光束,克尔介质中飞秒成丝和等离子体通道的性能会显著提高。根据自聚焦上限阈值功率的理论计算表明,叠加高斯光束的自聚焦上限阈值功率大于普通高斯光束。因此,采用叠加高斯光束作为入射光束,既可以延长成丝距离,又能避免高能脉冲下多丝的存在。

为了研究高能脉冲CO2激光诱导空气等离子体放电通道的特性, 建立了高压电容充放电实验平台, 激光束经离轴抛物聚焦镜汇聚, 引发间距可调的盘状电极和针状电极之间的等离子体放电通道。利用电气参量测量、发射光谱测量等手段, 分析了等离子体放电通道的启动特性、阻抗特性和等离子体密度。结果表明, 激光束与放电方向同轴的结构以及较大的脉冲能量, 使得激光诱导等离子体放电通道的启动时间大幅缩短, 50mm间距的等离子体通道, 启动时间约为2μs; 激光诱导等离子体放电通道的阻抗很小, 约1Ω~2Ω, 并且阻抗值随放电电压的增加有减小的趋势, 而与等离子体通道长度的关系不明显; 由谱线的Stark展宽计算获得的空气击穿之后、放电启动之前的等离子体电子密度约为1019cm-3, 尽管放电启动时等离子体辐射显著增强, 但等离子体密度近乎单调下降。这些结果将有利于高能脉冲CO2激光诱导空气等离子体放电通道的应用研究。

通过数值求解传播方程, 研究了当空气中含有微量处于激发态的氧分子时, 飞秒激光脉冲在其中的传播过程, 并对比了常压和低压下的结果。数值模拟结果表明, 当气体中含有激发态分子时, 会影响激光脉冲在其中的传播过程, 而且激发态分子所占的比重越大, 对激光强度的时间和空间分布的影响越大。

通过研究飞秒激光在空气中形成等离子体通道的导电特性, 提出一种获得长寿命、长距离的等离子体通道的实验方法。研究结果表明, 采用飞秒激光脉冲序列电离大气有望获得长寿命、长距离的导电通道, 从而为激光等离子体通道诱导放电技术的发展奠定理论和技术基础。

利用飞秒脉冲诱导生成的具有渐变折射率分布的等离子体通道产生空心光束.当飞秒脉冲在非线性介质中传输时将电离产生等离子体通道, 该等离子体通道具有渐变的折射率分布, 等离子体通道中激光束只能在电子密度低于临界等离子体密度的区域传播, 故当探测光束在等离子体通道边缘传输时将偏转形成空心光束.当泵浦光束功率为8 mW时, 探测光束转变为典型的空心光束结构；当泵浦光束的入射功率、重复率或等离子体通道中轴向电子密度改变时, 等离子体通道中可供探测光束通过的区域将随之发生改变, 这将导致空心光束中黑斑的面积发生变化.因此通过调节泵浦光束的入射功率和重复率可以控制产生空心光束的黑斑大小.

通过康普顿散射模型、等离子体时间切片模型和数值计算方法研究了飞秒光丝中等离子体密度时演特性，提出了将康普顿散射光作为改变等离子体电子峰值密度的新机制，给出了带电粒子动力学修正方程，并进行了数值计算。研究发现散射使等离子体达到导电的时间缩短，电离区电子密度增长呈准饱和状态，电离衰退区电子密度近乎恒定，不同脉冲电离贡献率差别很小。随脉冲切片光强增强， O2电离贡献率有所下降，N2电离贡献率最终超过O2贡献率，等离子体通道内电子峰值密度增大，通道寿命延长。相同峰值强度下，长、短脉冲产生的电子密度峰值增长几乎相同，且较散射前有所减小。