автореферат диссертации по электронике, 05.27.03, диссертация на тему:Твердотельные лазеры с внутрирезонаторным преобразованием частоты в режиме цуга импульсов при модуляции добротности пассивным затвором

Па правах рукописи

Маслов Алексей Алексеевич

ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРЫ С ВНУТРИРЕЗОНАТОРНЫМ ПРЕОБРАЗОВАНИЕМ ЧАСТОТЫ В РЕЖИМЕ ЦУГА ИМПУЛЬСОВ ПРИ МОДУЛЯЦИИ ДОБРОТНОСТИ ПАССИВНЫМ ЗАТВОРОМ

Специальность 05.27.03 - квантовая электроника

АВТОРЕФЕРАТ Диссертации на соискание ученой степени кандидата технических наук

0034693Э1

Москва 2009

003469391

Работа выполнена в ФГУП «НИИ «Полюс» им. М.Ф.Стельмаха».

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук, профессор Дмитриев В.Г.

Официальные оппоненты:

доктор технических наук, Чередниченко О.Б.

кандидат физико-математических наук Брославец Ю.Ю.

Ведущая организация:

ФГУП «Научно-исследовательский институт прецизионного приборостроения»

Защита состоится 28 мая 2009 г. в 15.00 часов на заседании диссертационного совета Д.409.003.01 ФГУП «НИИ «Полюс» им. М.Ф.Стельмаха» по адресу: 117342, Москва, ул. Введенского, д.З.

С диссертацией можно ознакомится в библиотеке ФГУП «НИИ «Полюс» им. М.Ф.Стельмаха».

Автореферат разослан: 28 апреля 2009 г. Ученый секретарь

Диссертационного совета Д.409.003.01

кандидат физико-математических наук-

Кротов Ю.А.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы

Создание твердотельных лазеров с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, позволяющих эффективно преобразовывать частоту лазерного излучения в сине-зеленый диапазон спектра является актуальной задачей квантовой электроники [1,2]. Режим внутрирезонаторного преобразования частоты традиционно и успешно использовался для лазеров непрерывного излучения, а также в импульсных режимах при относительно малых коэффициентах усиления активной среды. Генерация основного излучения в лазерах с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники развивается в резонаторах с «глухими» зеркалами, и возможность увеличения энергии импульса второй гармоники ограничивается оптической стойкостью внутрирезонаторных элементов.

Режим генерации цуга импульсов излучения в пределах одного импульса накачки, характерный для модуляции добротности резонатора с помощью пассивного затвора, открывает новые возможности увеличения энергии импульса второй гармоники. В этом режиме возможно получение высокой суммарной энергии цуга импульсов, как при малых, так и при высоких энергиях отдельного импульса. При повышении энергии накачки энергия каждого импульса остается практически постоянной, зато увеличивается количество импульсов в цуге. При этом суммарная энергия импульсов второй гармоники может достигать значений более 200 мДж вдали от порога оптического разрушения элементов резонатора. Средняя частота повторения импульсов в цуге лазера на АИГ: Ш3+ может составлять 40 кГц и более. В лазерах на АИГ:Ш3т широко используются пассивные затворы на кристалле АИГ:Сг4+, которые по совокупности параметров превосходят другие затворы, например на кристаллах 1лР:КГ, и наиболее применимы в переносных приборах.

Такие лазеры представляют практический интерес в применениях, требующих получение высокой суммарной энергии излучения за время, сопоставимое с длительностью импульса накачки, т.е. за время порядка 100 мкс, при относительно невысоких энергиях каждого импульса из цуга (10 -30 мДж при длительности импульса 10-30 не). В качестве примеров возможного использования режима генерации цуга импульсов на частоте второй гармоники лазера на АИГ:Ыс13+ могут служить применения лазера в

биомедицинских исследованиях и системах мониторинга окружающей среды. Лазер может использоваться в случаях, когда необходимо воздействовать на объект энергией лазерного излучения распределенной (по нескольким импульсам) во временном интервале порядка 100 мкс, для которых не подходят непрерывный и моноимпульсный режимы генерации [3].

Теоретическое и экспериментальное исследования, разработка и создание лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, который обеспечивает стабильные выходные характеристики, требует учета и контроля большого числа параметров. Важными факторами, влияющими на работу лазера, являются форма импульса и скорость накачки, распределение коэффициента усиления в активной среде, нелинейность характеристик пассивного затвора, активной среды и преобразователя частоты, а также форма нелинейных коэффициентов преобразования и поляризационная анизотропия оптических элементов резонатора.

При этом физика процессов в лазере с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники в режиме цуга импульсов при импульсной накачке несколько отличается от традиционных режимов пассивной модуляции добротности и генерации второй гармоники в импульсном режиме. Сочетание нелинейного поглотителя, нелинейного преобразователя в резонаторе и нетрадиционного режима генерации значительно сказывается на временных, энергетических и поляризационных характеристиках лазерного излучения [13-15]. Поэтому существует необходимость более глубокого теоретического и экспериментального исследования данного режима генерации твердотельных лазеров.

Изучение данного вопроса потребовало решения отдельной научно-технической задачи по созданию физико-математической модели лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, экспериментальному исследованию режима генерации цуга импульсов второй гармоники, оптимизации параметров элементов и схемы резонатора лазера, а также приборной реализации режима генерации цуга импульсов второй гармоники при импульсной накачке.

Цель работы

Целью данной диссертационной работы является исследование процессов внутрирезонаторной генерации второй гармоники излучения

твердотельных лазеров с пассивной модуляцией добротности резонатора в режиме генерации цуга импульсов с точки зрения особенностей их протекания, повышения эффективности генерации второй гармоники, оптимизации элементов и схемы резонатора лазера, а также создание на базе этих исследований эффективного твердотельного лазера с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники в режиме цуга импульсов при модуляции добротности резонатора пассивным затвором.

Задачи работы

Для осуществления поставленной цели потребовалось:

1. Создать физико-математическую модель лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники.

2. Провести теоретическое и экспериментальное исследование процессов внутрирезонаторной генерации второй гармоники в режиме цуга импульсов. Определить основные особенности развития генерации второй гармоники в резонаторе с пассивным затвором.

3. Теоретически и экспериментально исследовать поляризационные характеристики основного излучения и излучения второй гармоники в лазере с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники.

4. Оптимизировать схему и параметры элементов резонатора, реализовать в приборе с ламповой импульсной накачкой режим внутрирезонаторной генерации второй гармоники в режиме цуга импульсов.

Методы исследований

Теоретические исследования проводились с использованием методов геометрической и волновой оптики, квантовой механики, теории матриц и матричного анализа, теории дифференциальных уравнений и математического анализа.

Математическое моделирование проводилось на базе вычислительных средств общего применения в пакете MatCad, а также специально созданных компьютерных программ с использованием объектно-ориентированного языка программирования Delphi.

Экспериментальные исследования выполнялись на специальных лабораторных стендах. В ходе экспериментов исследовались энергетические,

временные и поляризационные характеристики излучения. При обработке данных использовались методы статистического анализа. Метрологическое обеспечение экспериментальных исследований осуществлялось за счет использования поверенной измерительной аппаратуры.

Научная новизна работы

1. Впервые разработана более полная и адекватная, по сравнению с представленными в литературе моделями, физико-математическая модель лазера с поляризационной анизотропией резонатора в режиме цуга импульсов при внутрирезонаторном преобразовании частоты и пассивной модуляции добротности.

2. Впервые в приборном варианте твердотельного лазера с преобразованием частоты (переносной лазер на АИГ:Ш3+ с пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и генерацией второй гармоники в кристалле КТР в режиме генерации цуга импульсов на длине волны 532 им) реализован температурно-некритичный синхронизм в нелинейном кристалле.

Основные положения, выносимые на защиту

1. В твердотельном лазере на АИГ:Ш3+ с модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ в режиме цуга импульсов при импульсной накачке может быть реализована эффективная внутрирезонаторная генерация второй гармоники в нелинейном кристалле КТР, вырезанном в направлении температурно-некритичного синхронизма.

2. Режим генерации цуга импульсов на частоте второй гармоники в лазерах с импульсной накачкой, пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторным преобразованием частоты позволяет получать высокую среднюю частоту следования импульсов в пределах цуга (более 40 кГц), высокие суммарные энергии выходного излучения (более 200 мДж) при уровне энергии отдельного импульса в цуге (20 мДж) ниже порога оптического разрушения элементов резонатора.

3. Резонатор лазера на АИГ:Ш3+ с пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и преобразователем частоты на КТР при синхронизме типа II обладает выраженной поляризационной анизотропией, вызванной двулучепреломлением в нелинейном кристалле и поляризационными свойствами фототропных центров в пассивном затворе.

4. Деполяризационные эффекты в резонаторе с пассивным затвором и преобразователем частоты могут значительно снижать эффективность лазера. Использование схем резонатора с компенсацией деполяризационных эффектов или минимизацией поляризационных потерь позволяет значительно повысить кпд лазера.

Практическая значимость работы

1. Внутрирезонаторная генерация второй гармоники в режиме цуга импульсов реализована на практике в переносном автономном лазере с ламповой импульсной накачкой, активной средой на АИГ:Ы<13+, модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и нелинейными кристаллами КТР, вырезанными в направлении температурно-некритичного синхронизма.

2. Экспериментальные исследования показали, что лазер на АИГ:Ш3+ с модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники может быть эффективным источником излучения зеленого спектрального диапазона с высокой суммарной энергией импульсов в цуге (>100 мДж) при низкой энергии отдельного импульса (20 мДж).

3. Разработанная физико-математическая модель лазера в режиме цуга импульсов с внутрирезонаторным преобразованием частоты и пассивной модуляцией добротности позволяет определять параметры активной среды, пассивного затвора, нелинейного кристалла, накачки и резонатора для эффективной реализации данного режима.

4. Созданные компьютерные программы могут использоваться для расчета угловой, спектральной, температурной ширин синхронизма и нелинейных коэффициентов преобразователей частоты, а также определения и оптимизации требуемых параметров других оптических элементов резонатора.

Апробация работы

Основные результаты работы были опубликованы в отечественных

специализированных научных журналах: «Квантовая электроника» и

«ПРИБОРЫ».

Результаты докладывались на научных конференциях: ХЬУ1 научная

конференция МФТИ , ХЬУШ научная конференция МФТИ.

Публикации

По материалам диссертации было опубликовано - 5 работ, из которых 3 - тезисы научных конференций.

Объем и структура диссертации

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы, включающего 186 наименований. Объем диссертации составляет 128 страниц, включая 50 рисунков и 3 таблицы.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении показана актуальность темы диссертации, изложены основные задачи, научная новизна, защищаемые положения, приведены сведения о практической ценности и апробации результатов. Кратко изложено содержание пяти глав диссертации.

В первой главе представлен общий подход к анализу процессов в лазере с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, приведена система дифференциальных уравнений в частных производных с учетом поляризационной анизотропии резонатора лазера. Рассмотрены схемы энергетических уровней ионов активной среды и фототропных центров пассивного затвора, даны выражения для нелинейных коэффициентов преобразователей частоты.

Теоретический анализ работы лазера с пассивной модуляцией добротности проводился в рамках нестационарной теории, которая подразумевает совместное решение нестационарных уравнений переноса и вероятностных уравнений для населенностей энергетических уровней активной среды и пассивного затвора. Более строгая трактовка задачи связана с решением уравнений Максвелла и уравнений матрицы плотности для активного вещества. Однако большинство практически важных зависимостей может быть получено в рамках вышеуказанной нестационарной теории.

Система уравнений лазера с пассивным затвором и преобразователем частоты содержит дифференциальные уравнения для плотности световых потоков в резонаторе, населенностей энергетических уровней активной

среды и населенностей энергетических уровней пассивного затвора (рис.1). При этом необходимо рассматривать плотности световых потоков, распространяющиеся в положительном направлении оси г, обозначаемые (г, /), а также плотности световых потоков, распространяющиеся в противоположном направлении, обозначаемые Исходная система

уравнений имеет вид:

В уравнениях г/'" - время обхода резонатора для моды на частоте со,; Ц -оптическая длина резонатора для моды на частоте ео,; «,|(г,/) = й°(7(0Л"(г,() -коэффициент усиления активной среды для моды на частоте е>,\ <т„- сечение перехода в канале генерации; Л'°' (г, /) - плотность инверсной населенности в активной среде для моды на частоте а,; коэффициент, характеризующий сечение усиления активной среды оа для различных мод; ^(^'^^^Г^пТ^Т + ^7') ' суммарный коэффициент резонансного

У

поглощения пассивного затвора на частоте ш, из основного и возбужденного состояний с учетом всех трех групп фототропных центров; ¿¡°", -коэффициенты, характеризующие сечения поглощения пассивного затвора для различных мод из основного и возбужденного состояния а"' соответственно; Рл - нелинейный коэффициент преобразования; Рх=Раэ+ Рш + Р„ - суммарный коэффициент неактивных (вредных) потерь в активном элементе, пассивном затворе и нелинейном элементе; 'Ч™ = ("о'^,„.г"12)/(^™гз2+ 0 - параметр накачки, характеризующий равновесную плотность инверсной населенности в отсутствии генерации, где

кХмММ-Ёд^М-Л 5,+(г,0 (1а)

(1Д)

р макс г {I)

ц, _ „ак /нaкJпак _ СК0р0сть накачки, т32 - время жизни метастабильного

Псонак

уровня активной среды; п0 - число активных центров в единице объема активной среды, Р"™- мощность в максимуме импульса накачки, т;нак -коэффициент эффективности накачки, - аппроксимирующая форму импульса накачки функция; т„ = {№т+\/т12)~'- время продольной релаксации активной среды; сг°™,<т"'- сечения перехода в канале поглощения пассивного затвора из основного состояния и возбужденного состояния соответственно; р*;~- функция, характеризующая поляризацию (направление вектора электрического поля) для различных мод (р*~~ = сова];' для АИГ:Сг4+, где а*;~ - угол между осью фототропных центров у'-ой группы и направлением поляризации I - ой моды); тт = - время продольной релаксации пассивного затвора; Ы", = п°,/з - число фототропных центров одной группы в единице объема, где п°т - полное число поглощающих центров в единице объема пассивного затвора.

Ш"

РЧ

Рис.1. Оптическая схема лазера: 1- активный элемент, 2 - пассивный затвор, 3- нелинейный кристалл, 4,5 - зеркала резонатора.

Систему уравнений (1а)-(1д) необходимо дополнить граничными условиями, задающими плотности потоков мощности на зеркалах резонатора:

где Я] - коэффициент отражения на частоте основного излучения в плоскости 2 = О, Я2 - коэффициент отражения на частоте основного излучения в плоскости г = Ь^.

Характеристики лазера с преобразованием частоты во многом определяются величиной нелинейного коэффициента преобразования

излучения £>Л, конкретная форма которого зависит от типа синхронизма и свойств нелинейного кристалла. В приближениях плоских волн и заданного поля основного излучения для взаимодействия двух мод со средней частотой си при втором типе синхронизма, нелинейный коэффициент задается выражением [1,4,5]:

О.-Шг И

где с1>фф - эффективная нелинейность; /„, - длина нелинейного элемента; е0 - абсолютная диэлектрическая проницаемость.

Анализ процессов генерации излучения лазера с использованием системы уравнений (1а)-(1д) можно проводить с помощью двух различных подходов. Первый заключается в численном компьютерном интегрировании этой системы уравнений в частных производных. Такой подход является довольно сложным и связан с проведением громоздких вычислений и отсутствием аналитических выражений для временных и энергетических зависимостей лазера. Второй подход подразумевает разбиение задачи анализа системы (1а)-(1д) на несколько подзадач с использованием ряда приближений, упрощенных систем балансных дифференциальных уравнений и уравнений переноса. В этом случае возможно получение простых и наглядных зависимостей характеристик лазерного излучения с указанием границ применимости приближенных уравнений и выражений. Воспользуемся вторым подходом и исследуем вопросы динамики развития генерации, формирования поляризационных характеристик излучения, а также влияния нелинейности параметров оптических элементов резонатора на энергетические и временные характеристики излучения лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторным преобразованием частоты.

Во второй главе описана динамика развития генерации в лазере с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, приведены усредненные по длине резонатора балансные уравнения с учетом формы импульса и скорости накачки, рассмотрены условия применимости усредненных балансных уравнений.

Динамика процессов лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники может быть описана на основе приближенных усредненных балансных (скоростных) уравнений для одномодового лазера. Система усредненных балансных уравнений позволяет

найти зависимость от времени для плотности инверсной населенности активной среды, населенности уровней пассивного затвора и мощности генерируемого излучения. Такая система уравнений позволяет достаточно корректно рассматривать вопросы, связанные с изменением во времени параметров одномодового [6] или многомодового [7] излучения лазера в режиме модуляции добротности пассивным затвором.

На динамику развития генерации в резонаторе в значительной степени влияют форма импульса и скорость накачки. Форма светового импульса лампы накачки в теоретических расчетах задается аппроксимирующей функцией. Сопоставление результатов расчетов с осциллограммами световых импульсов накачки лазеров показывают, что относительная световая

мощность накачки /„„, (') = > где = (ГГГ )> ~ момент времени

^нак

достижения максимальной мощности, может быть аппроксимирована одной из следующих степенных и экспоненциальных временных функций:

/«(')= 2,7176/ехр(-6,) 1 /«(/) = 1,848(б/)2ехр(- 6/) 1

=2,444 ) ^„=26-';6гД5== 3,395 }

/2 (') = 2,326 -Уб / ехр(~ 6 /2) 1 /Г(0=2,552(^/)2ехр(-6/3)

>„т=(2ЬУП;Ят\ =1,131 (3в) (34 у'/3 , (Зг)

где т„ак |05 - длительность светового импульса по уровню 0,5 мгновенной мощности (в дальнейшем индекс 0,5 для простоты опускаем). Безразмерные функции /«(/) нормированы так, что /„'^(СГ)=1 •

I

Рис.2. Форма импульса накачки, аппроксимированного формулой (За). 12

Формулы (За-Зг) удовлетворительно описывают световые импульсы, встречающиеся в практических ситуациях при разработках твердотельных лазеров. Вид функции /'2(<) показан на рис.2.

В обозначениях системы уравнений (1а)-(1д) положим Д;г/Д, = 1, О*, /4, = 0, = 1. 8» = 1 " = 1, а также = 1, Ри~ = 0 и = 0. Тогда система усредненных по длине резонатора балансных уравнений для одномодового лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники будет иметь следующий вид:

~=- у <"N7 - {к, - ктУ у овг ^ - ^

„„ ЛЛ -Л? —— = —+ -2-

й Ьш тт д№™ 2(г™

—_--¿дт™ + —гн-£1

Эг йй>

аАГ 2а°

(4)

51 На

-лт)

В системе уравнений (4) использованы следующие обозначения: ^ _ - коэффициент заполнения

резонатора активной средой;

где /„, 1п!, 1Ю- длина активной среды, пассивного затвора и нелинейного кристалла соответственно; паэ, пт, пнэ - коэффициенты преломления активной среды, пассивного затвора и нелинейного элемента соответственно; Ьт -геометрическая длина резонатора; ит - скорость света в активной среде;

| Рш +уР„+ уРш + Рю.

- время жизни фотона в резонаторе;

где р1ЫХ = (1/21)\п(]/к"п;') - коэффициент излучательных потерь резонатора на частоте основного излучения.

Дискретный характер излучения лазера с пассивной модуляцией добротности резонатора, связанный с количеством генерируемых импульсов, приводит к ступенчатой зависимости общей энергии излучения от энергии накачки активного элемента. После выполнения условия генерации одного импульса, при увеличении энергии накачки, энергия отдельного импульса в одномодовом режиме не меняется. Это связано с тем, что после

высвечивания импульса пассивный затвор закрывается и оставшейся энергии накачки недостаточно для создания инверсной населенности в активном элементе, необходимой для повторного просветления затвора. При дальнейшем увеличении энергии накачки наступает момент, когда пассивный затвор успевает открыться два раза в пределах одного импульса накачки - лазер генерирует два импульса. Если продолжать увеличивать энергию накачки, а следовательно и скорость накачки, лазер будет генерировать три, четыре и более импульсов. На рис.За представлена зависимость энергии генерации от энергии накачки для лазера с генерацией второй гармоники и пассивной модуляцией добротности, а на рис. 36 форма отдельного импульса из цуга импульсов. Зависимости получены с использованием системы уравнений (4).

а) б)

Рис.3. Результаты расчета генерации лазера с использованием системы уравнений (4).

При уменьшении начального пропускания пассивного затвора диапазон изменения потерь, а следовательно, и инверсной заселенности возрастает. В результате этого уменьшается длительность и возрастает амплитуда импульсов, увеличивается расстояние между ними, а также время высвечивания первого импульса (рис. 4а). С повышением энергии накачки время высвечивания первого импульса в цуге уменьшается. На рис.4б представлена зависимость времени высвечивания первого импульса от энергии накачки.

-I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I-

0,2 0 3 0 4 0.5 0,6 0,7 0,8 _ ' ' 1о

а)

J_I_I_I_1__1_I_1_

10 14 18 Ен.Дж

б)

Рис.4, а) Зависимость длительности импульса и времени высвечивания первого импульса из цуга ¡о от начального пропускания пассивного затвора Т0 (7*0 = ехр[- (т^"Л,г°1/я1 ]); б) Зависимость времени высвечивания первого импульса из цуга 1о от энергии накачки Е„.

Проведенные расчеты позволяют качественно и количественно оценить зависимости энергетических и временных характеристик выходного излучения лазера от формы и энергии импульса накачки, а также от параметров пассивного затвора, активного и нелинейного элементов лазера. В целом, для разных просветляющихся веществ, параметры импульсов, получаемых с помощью пассивных модуляторов добротности могут существенно различаться. При этом применение различных фототропных сред позволяет получать импульсы излучения, начиная от пичков «свободной» генерации до «гигантских» моноимпульсов и цугов импульсов излучения, мощность которых составляет сотни мегаватт.

Третья глава посвящена исследованию поляризационных характеристик лазеров с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники. Рассмотрены причины возникновения деполяризационных потерь в резонаторах лазеров, описаны методы их устранения.

Поляризация лазерного излучения задается свойствами резонатора и оптических элементов внутри него. Многообразие анизотропных свойств твердых тел задает и большое многообразие возможных условий генерации различных состояний поляризации излучения. На поляризацию излучения лазера оказывают влияние анизотропия коэффициента усиления и показателя

преломления активного элемента, анизотропия насыщающего поглощения в пассивном затворе, а также двулучепреломление и анизотропия коэффициентов нелинейной связи преобразователя частоты.

В активных кристаллах изотропных по основным параметрам (сечению перехода, коэффициенту поглощения и показателю преломления) возникает наиболее сложная ситуация. Популярный кристалл АИГ:Ш3+ является представителем таких кристаллов. При отсутствии естественных анизотропий кристалла, селектирующих поляризацию, существенными становятся различные вторично наведенные анизотропии кристалла или вносимые в резонатор дополнительные анизотропные элементы. В отсутствие в резонаторе каких-либо поляризаторов роль поляризующего элемента играет пассивный затвор. При этом поляризационные характеристики формируются на стадии развития гигантского импульса. Лазер генерирует излучение, поляризация которого соответствует пространственной ориентации одной из двух ортогональных групп центров Сг4+. Эффекты селекции поляризации в активном элементе и пассивном затворе необходимо учитывать при генерации второй гармоники излучения, так как они могут оказать сильное влияние на эффективность преобразования.

Эффективность генерации второй гармоники в нелинейных кристаллах, как известно, зависит от поляризации падающего на них основного излучения [1,4,5]. Оптимальная для преобразования поляризация основного излучения в свою очередь определяется типом синхронизма нелинейного кристалла. Эллипс поляризации основного излучения может быть описан либо в произвольных осях (х,у), либо в собственных осях (£,77). В первом случае задаются отношение амплитуд А и В, а также сдвиг фаз между ними 3, т.е. используются величины ¥ = агсщ(А/в) и 8 = 5х~8у. Во втором случае берутся отношения малой Ъ и большой а осей эллипса у (или эллиптичность е=Ыа) и направление большой полуоси^, т.е. используются углы у = ±агс^(ь/а) и х ■ Угол х (азимут) отсчитывается от оси ох против часовой стрелки до направления большой полуоси. Угол у берется со знаком плюс для левополяризованного и минус - для правополяризованного излучения.

Из уравнения эллипса поляризации нетрудно получить выражения:

В2 = Ь2 сю2 х + а1 вт1 % А2 = Ь2 йп2 % + а2 со$2 х

соэ ТР = - а« 2у сс« 2х

2АВсо$б = (а2-Ь2)ът1х (5)

А2 В1 %т28 = а2Ъ2

Аг+В2=а2+Ь2

18д = 1ё2у1$т2х (6)

<ё"2х = ее« <5 5т2у = $т2¥$тЗ

А2 -В2 = (а2 -Ь2)соь2х

Для генерации второй гармоники при синхронизме типа II обычно используют основное излучение, линейно поляризованное под углом я/4 к направлениям «собственных» поляризаций кристалла. Однако в общем случае поляризация может быть не строго линейной и составлять угол с направлениями «собственных» поляризаций отличный от я-/4. При точном выполнении условия синхронизма второго типа, в приближении заданного поля и медленно меняющихся амплитуд эффективность преобразования основного излучения во вторую гармонику будет пропорциональна произведению квадратов амплитуд электрического поля медленной и быстрой волн основного излучения, т.е. т;",, ~ (е™'")2 • (Еу""]. На рис.5 представлены зависимости относительной эффективности преобразования от углов у и х ПРИ синхронизме типа II. Зависимости построены с помощью третьего выражения из (5).

Эффективная генерация второй гармоники может осуществляться как при линейно поляризованном, так и при эллиптически поляризованном основном излучении. В случае линейной и эллиптической поляризации максимальная эффективность достигается при значениях угла х = ^/4, Зтг/4, 5гг/4 и 7я/4. Для циркулярной поляризации эффективность преобразования от угла х не зависит. Однако получение и поддержание циркулярно поляризованного основного излучения довольно затруднительно, особенно при внутрирезонаторном преобразовании. Поэтому на практике обычно используют линейно поляризованное основное излучение.

Следовательно, при внерезонаторной и внутрирезонаторной генерации второй гармоники излучения в нелинейном кристалле КТР необходимо учитывать поляризационные характеристики основного излучения лазера. Выражения (5) и (6) позволяют в явном виде получить зависимости эффективности генерации второй гармоники от поляризации падающего на

нелинейный кристалл основного излучения для случаев первого и второго типов синхронизма. Характер экспериментальных зависимостей совпадает с результатами теоретических расчетов.

Рис.5. Зависимость относительной эффективности преобразования от угла у_ при втором

типе синхронизма: а) у = 0,6) у = — у = — ,г)у = —

1264

Поляризационная анизотропия и двулучепреломление оптических элементов резонатора могут стать причиной деполяризационных потерь. Такие потери будут зависеть от взаимного расположения и ориентации оптических элементов, направления распространения излучения в оптических элементах, а также состояния окружающей среды. Устранить

потери, связанные с деполяризацией основного излучения в нелинейном кристалле, можно несколькими способами. Первый способ заключается в том, что юстировкой или изменением температуры нелинейного кристалла добиваются такого его положения, когда одновременно достигается отсутствие сдвига фаз между ортогональными составляющими основного излучения за два прохода и выполняется условие синхронизма. Однако такие схемы чувствительны к температурным колебаниям окружающей среды, приводящим к флуктуациям энергетических характеристик лазера. Второй способ основан на компенсации набега фаз в нелинейном кристалле с использованием дополнительного двулучепреломляющего элемента (пластинка У А, дополнительный нелинейный элемент и др.)

< |_____________________________{....

н ^^ - 1 1 2 1 3

Рис.6. Схема лазера с компенсирующей пластинкой 1/4: 1- активный элемент; 2-пассивный затвор; 3- нелинейный кристалл КТР (тип синхронизма 1Г); 4- зеркало резонатора; 5- пластинка У4.

5 6

Рис.7. Схема лазера с двумя кристаллами КТР: 1- активный элемент; 2- пассивный затвор; 3- нелинейный кристалл КТР (тип синхронизма II); 4 - нелинейный кристалл КТР, развернутый на 45° относительно кристалла 3 вокруг оси резонатора; 5,6- зеркала резонатора.

В лазере с пассивной модуляцией добротности генерация будет происходить на тех модах, для которых деполяризационные потери минимальны, а это моды с поляризацией параллельной поляризации быстрой или медленной волны, распространяющейся в нелинейном кристалле. Если

теперь вспомнить, что для генерации второй гармоники второго типа необходимы две ортогональные составляющие основного излучения, то становиться ясно, что эффективное преобразование частоты в такой схеме не может быть реализовано. Более того, так как зеркала резонатора при внутрирезонаторной генерации второй гармоники имеют высокие коэффициенты отражения для основного излучения, излучение из резонатора выводиться не будет, что может стать причиной прогаров оптических элементов лазера.

Для устранения описанного эффекта в лазере необходимо использовать специальные схемы компенсации двулучепреломления нелинейного кристалла и активного элемента. Так, на рис.6 показана схема с компенсирующей пластинкой Х/4, на заднюю поверхность которой нанесено зеркальное покрытие. В такой схеме набег фаз между быстрой и медленной волнами на прямом проходе резонатора, компенсируется на обратном проходе, т.к. при двойном проходе основного излучения через пластинку большая ось эллипса поляризации поворачивается на ± я/2. Такая схема имеет существенный недостаток - значительную температурную чувствительность, которая связана с различием зависимостей показателей преломления от температуры и значений коэффициентов температурного расширения для нелинейного кристалла и материала компенсатора, в качестве которого обычно используется кристаллический кварц.

Этого недостатка лишена другая схема (рис.7), в которой использованы два последовательно установленных нелинейных кристалла КТР, развернутые относительно друг друга вокруг оптической оси резонатора на угол 45°. В такой схеме как минимум в одном из нелинейных кристаллов всегда будут распространяться две ортогональные составляющие основного излучения и соответственно генерироваться вторая гармоника. Использование такой схемы позволяет избежать прогаров оптических элементов резонатора и отказаться от размещения дополнительных поляризаторов внутри резонатора.

В четвертой главе рассмотрен матричный метод расчета поляризационных характеристик лазеров, оптические элементы резонаторов которых обладают поляризационной анизотропией, естественным или наведенным двулучепреломлением. Приведены результаты экспериментальных исследований поляризационных характеристик лазеров с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники.

Поляризационные характеристики излучения лазеров могут быть рассчитаны с использованием матричных методов, позволяющих выполнить вычисления в компактной форме. В таких методах состояние поляризации излучения задается вектором, а влияющие на состояние поляризации оптические элементы резонатора описываются некоторой матрицей [8,9]. Если поляризация входящего излучения описывается вектором А, а влияние оптического элемента матрицей М, то вектор А', описывающий выходящее из элемента излучение задается выражением А'=МА. Изменение состояния поляризации излучения, прошедшего через несколько оптических элементов, определяется перемножением матриц, соответствующих этим элементам:

А'= М„Л?„.1Л/„.2...М1 А = МА (7)

где матрицы, соответствующие первому, второму и

последующим оптическим элементам по порядку прохождения их излучением; М- матрица, описывающая совокупное влияние оптических элементов резонатора на состояние поляризации излучения.

Для описания полностью поляризованного излучения удобно использовать метод Джонса, в котором излучение представляется двумерным вектором А, компоненты которого совпадают с х и у компонентами электрического поля Е в декартовой прямоугольной системе координат (х,у):

Е„

А=

(8)

где Ех = Aexp(iSx) и Е = Bexp(iS )- комплексные амплитуды компонент электрического поля.

Наиболее простой вид имеют матрицы для поляризатора и фазовой пластины. На их основе можно записать матрицы остальных оптических элементов резонатора лазера с пассивным затвором и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники.

Матрица поляризатора. Если азимут поляризатора в осях (х,у) есть азимут его направления пропускания (о,£), то в ортогональном направлении (o,tj) излучение полностью гасится. В общем случае пропускание поляризатора Г„, вследствие отражений и поглощения, меньше единицы и матрица имеет форму:

cos2 Рп sin Р„ cos Р„ sin P. cosP„ sin2 P.

м .=

(9)

Матрица фазовой пластинки. Фазовая пластинка вносит определенную разность фаз 5С между компонентами, параллельными ее осям, и обладает анизотропией пропускания (величина пропускания вдоль медленной оси Г/ и быстрой оси Tcf различна). Азимут Qc совпадает с азимутом быстрой оси. Если (Ecf,E/) есть компоненты входящего излучения в осях (F,S), то выходные компоненты определяются из матрицы:

г; sin2 Qc + г; cos2 a exp(¡<U -isin22c(r; - Т} exp(íSc))

2 (Ю)

--sm2a(r;-т; exp(iSc)) г; cos2 Qc + Г/ sin2 Qc exp(i Sc)

M,

Матрица активного элемента. анизотропии коэффициента усиления отсутствуют, активный элемент не Поэтому матрица имеет вид:

М„0 =

В том случае, когда наведенные и наведенного двулучепреломления влияет на состояние поляризации.

С05О, 5

СО80„ вше.,

Если активный элемент имеет наведенную анизотропию коэффициента усиления и наведенное двулучепреломление, то величина усиления вдоль медленной оси и быстрой оси к; будет различна. Кроме того, на выходе между компонентами Е" и Е" возникнет разность фаз Зсп. Тогда, вводя

обозначения т? =

L 2 2

и 77 = fxsdz , по аналогии с неидеальной

0 _о

фазовой пластинкой можно записать:

А/ =

ТГ sin2 &. +7>- cos2 Qm exp (iSJ --sm2Qafc--T? exp QSj) -|sin26,(7-- -Г/' exp(/<u) T," cos2 2,,+?/" sin2 Q„ exp(WJ

(116)

Матрица пассивного затвора. Многие кристаллические пассивные затворы (т.к. АИГ:Сг4+ и др.) обладают анизотропией резонансного

поглощения. Это связано с тем, что различные группы фототропных центров затвора взаимодействуют каждая с определенным направлением поляризации, а точнее с направлением параллельным оси вдоль которой расположены центры. Допустим, что нелинейное резонансное поглощение в

затворе обусловлено тремя взаимно ортогональными группами таких центров, одна из которых направлена вдоль оптической оси резонатора и в поглощении не участвует. Такая картина наблюдается в АИГ:Сг4+. Тогда влияние затвора на состояние поляризации излучения будет описываться матрицей:

77" cosP„, 77" sin Pm r'cosP,, 77" sin Р„

(12)

2

где 77' = 1- j$,dz и г;' = 1- \9ndz

0 0

коэффициенты пропускания

пассивного затвора для компонент ЕТ и Е". Отметим, что коэффициенты резонансного поглощения зависят от значения соответствующих компонент электрического поля и состояния группы фототропных центров (уровня начального поглощения).

Матрица нелинейного элемента. Форма элементарной матрицы для нелинейного элемента зависит от типа синхронизма. Преобразование частоты является нелинейными потерями для основного излучения, а двулучепреломление нелинейного элемента дает набег фаз между медленной и быстрой компонентами электрического поля. В общем случае можно записать:

М„ =

т7 sin2 Qm + 77 cos2 <2Ю ехр(/5ИЗ) - i sin 2Q„ (г/э - T" exp(i<?„,))

T" cos2 Qm + T? sin2 0„э exp(/<5„3)

isin22„(r-^exp(/<y„))

где при синхронизме типа I: Т"э =

1- }о]к{Е:Уск

= 0,

(13)

при

синхронизме типа II:

Г™ - Т" -

1- fa

коэффициенты

нелинейного пропускания основного излучения для нелинейного кристалла.

Отражающая поверхность. Во многих практических расчетах необходимо учитывать отражающие свойства зеркал и конструкцию резонатора. Зеркало может иметь различные коэффициенты отражения для ортогональных компонент вектора электрического поля Е и создавать скачок фаз между ними. Введем обозначения 77 = ^ТГ, и 7',' -■= ^¡^, где И, и -коэффициенты отражения (по мощности) зеркала для компонент Е'( и Е'п, а

также скачок фаз между этими компонентами 5Ъ. Тогда изменение состояния поляризации излучения при отражении будет описываться матрицей:

т; sin2 Q„ + T¡ cos2 Q, exp(iS,) —sin 2Q, (г/ - T; exp(iJ,))

M,

-|sin2(г/ - г; ехр(,^)) т; cos2 Q, + Г/ sin2 Q, expO'í,)

(14)

Выражения (9)-(14) позволяют, задав вектор Джонса для излучения на одном из зеркал, отследить изменение состояния поляризации под влиянием оптических элементов резонатора за один проход и получить вектор Джонса для излучения на другом зеркале резонатора. При этом состояние поляризации на выходе такой системы будет зависеть как от набора образующих резонатор элементов, так и от порядка их расположения и взаимной ориентации в резонаторе.

Для рассмотрения поляризационных характеристик излучения лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники необходимо решить систему рекуррентных уравнений. С учетом граничных условий задающих плотности потоков мощности на зеркалах резонатора 5+(о) = Л,5"(о) и 5^,)= такая система

рекуррентных уравнений будет иметь вид:

х -i Е- mЕ:

= м* = М~

'е; •Е•

s: =~[{тЕУ +С£;)2]; í; = +С£;)2]

ОК о7Г

N°? =

N Г

AL

NT =

i+Р1 AS: +s-j

К

i+Р1 AS:

Kpz

(15а) (156)

(15в) (15г) (15Д)

Основным условием применимости рекуррентных уравнений является требование к малости времени жизни фотона в резонаторе по сравнению с длительностью отдельного импульса в цуге тф«ти{ 1 не « 30 не). Для

изображенного на рис.1 резонатора матрицы М* и М~ описывающие совокупное влияние оптических элементов резонатора на состояние

поляризации излучения при проходе резонатора слева направо и справа налево соответственно, записывается в виде:

М* =м„-м<п-мп,-м\ - (16) м- =м„-мю-мт-м\

1Л;

С использованием системы уравнений (15а)-(15д) можно оценивать состояние поляризации лазерного излучения на выходе из резонатора с учетом конкретного набора оптических элементов и их взаимного расположения.

а) б)

Рис.8. Зависимости энергии генерации лазера Ещ от угла поворота призмы Глана а для двух ортогональных положений большой оси эллипса поляризации х =0" (а) и х =90* (б). Сплошная линия - теоретические данные, точки - экспериментальные данные.

В лазере, работающем в режиме свободной генерации, путем юстировки зеркал резонатора, можно выделить одно из двух ортогональных преимущественных направлений поляризации излучения. Причем эти направления совпадают с минимумами деполяризационных потерь в активном элементе. Соотношение между максимальными значениями энергии в этих направлениях зависит как от положения активного элемента относительно лампы накачки, так и от степени неоднородности активного элемента (по коэффициенту усиления, показателю преломления и т.д.). На рис.8 показаны зависимости энергии генерации лазера Еш от угла поворота

призмы Глана а, расположенной между выходным зеркалом и измерителем энергии, для двух ортогональных положений большой оси эллипса поляризации /=0° (а) и /=90° (б).

В отсутствие в резонаторе поляризаторов и нелинейного кристалла, наряду с активным элементом, роль поляризующего элемента играет пассивный затвор. Насыщающееся поглощение в кристалле АИГ:Сг4+ обусловлено тремя ортогональными группами фототропных центров, ориентированных вдоль главных кристаллографических осей АИГ. Обычно кристалл АИГ:Сг4+ вырезается и устанавливается таким образом, чтобы оптическая ось резонатора совпадала с ориентацией одной из указанных трех групп фототропных центров, две другие ортогональные группы центров располагаются в плоскости, перпендикулярной оси резонатора. При этом лазер генерирует излучение, поляризация которого соответствует пространственной ориентации одной из двух ортогональных групп центров Сг4+ [10].

Зависимости энергии генерации и поляризационных характеристик излучения лазера от угла поворота пассивного затвора р относительно оси резонатора исследовались экспериментально. При проведении эксперимента лазер всегда генерировал один гигантский импульс. Состояние поляризации излучения оценивалось с помощью оптической системы, состоящей из призмы Глана, расположенной между выходным зеркалом и измерителем энергии. Путем поворота призмы Глана вокруг оптической оси определялось угловое положение направления поляризации, а также минимальный и максимальный сигналы с измерителя энергии.

Лазер генерировал излучение, большая ось эллипса поляризации которого соответствует пространственной ориентации одной из двух ортогональных групп центров Сг4+. Поворот кристалла на угол р приводит к идентичному повороту вектора поляризации на угол х- Р (Рис- 9). В этом случае параметр эллиптичности е О (степень поляризации излучения высока) и не зависит от р. В генерацию выходит мода с такой поляризацией, которая соответствует ориентации одной из групп центров Сг4+ [10] и для которой на стадии просветления затвора имеется максимум коэффициента пропускания. Несмотря на селекцию поляризации активным элементом (наведенное двулучепреломление и тепловая линза), в рассмотренной схеме элементом, задающим поляризацию излучения лазера, является пассивный затвор.

В случае внутрирезонаторной генерации второй гармоники при модуляции добротности резонатора пассивным затвором, преимущественные направления поляризации определяются анизотропией активного элемента и пассивного затвора, а также положением осей нелинейного кристалла относительно оси резонатора.

Рис.9. Зависимость угла поворота большой оси эллипса поляризации х от Угла поворота пассивного затвора/?.

Состояние поляризации излучения экспериментально исследовались с помощью оптической системы, состоящей из призмы Глана и калориметрического измерителя энергии световых импульсов. Путем поворота призмы Глана, расположенной между выходным зеркалом и измерителем энергии, вокруг оптической оси определялось угловое положение направления поляризации х. а также параметр эллиптичности е.

Пассивный затвор на АИГ:Сг4+ бы установлен в резонаторе таким образом, что пространственная ориентация одной из двух ортогональных групп центров Сг4+ совпадала с одним из направлений минимума «розочки» остаточного светового потока. Таким образом, выделялось направление большой оси эллипса поляризации, соответствующее х~ 90° (270°).

В ходе эксперимента измерялась зависимость относительной энергии излучения второй гармоники е2ш от угла е поворота кристалла КТР (срез (р=21° - 24°, 6= 90°) относительно оси резонатора. Угол е отсчитывался от положения, в котором ось Z кристалла КТР была направлена вдоль собственной вертикальной поляризации активного элемента (%= 90° (270°)). После каждого поворота производилась подстройка нелинейного кристалла на направление синхронизма (а также юстировка резонатора для компенсации клина, вносимого нелинейным элементом).

Рис.10. Зависимость энергии второй гармоники излучения лазера Его, от угла поворота нелинейного кристалла КТР в.

Зависимость энергии второй гармоники излучения лазера е2т от угла поворота нелинейного кристалла КТР е показана на рис.10. Максимальные значения энергии второй гармоники излучения наблюдались при повороте нелинейного кристалла на угол: 45°, 135°, 225°, 315°; а минимальные при углах: 0°, 90°, 180°, 270°.

В случае внутрирезонаторной генерации второй гармоники при модуляции добротности резонатора пассивным затвором, преимущественные направления поляризации определяются как поляризационной анизотропией резонатора в отсутствии нелинейного элемента внутри резонатора (задаются активным элементом и пассивным затвором), так и положением осей нелинейного элемента относительно оси резонатора. Основное излучение лазера будет поляризовано в одном из двух направлении, совпадающих с

е2ю,

отн.ед.

ю

е

собственными поляризациями нелинейного элемента. Экспериментальные данные согласуются с теоретическими расчетами. Для эффективного внутрирезонаторного преобразования, исключения возможности прогаров и других повреждений оптических элементов, схему резонатора необходимо выбирать с учетом рассмотренных выше поляризационных эффектов.

В пятой главе приведены результаты экспериментальных исследований лазера на АИГ:Ш3+ с пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и преобразованием частоты в кристалле КТЮР04 (КТР). Представлена практическая приборная реализация режима генерации цуга импульсов на длине волны 532 нм в переносном автономном лазере с импульсной накачкой.

Режим генерации цуга импульсов на длине волны 532 нм был практически реализован в лазере с удвоением частоты для биомедицинских исследований и мониторинга окружающей среды. Экспериментальные исследования проводились в рамках разработки, макетирования и испытания лазера на АИГ:Ш с пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и преобразованием частоты в кристалле КТР. На рис. II показан общий вид лазера.

Как показано в работах [11,12] в кристалле КТР при генерации второй гармоники может быть реализован температурно-некритичный синхронизм (<р=6Т, 0=71,1°), обеспечивающий эффективную генерацию в рекордно широком диапазоне температур (теоретически > 200°С). При этом результаты расчетов показывают, что нелинейный элемент из кристалла КТР, вырезанный по направлению температурно-независимого синхронизма, имеет эффективность нелинейного преобразования лазерного излучения примерно в два с половиной раза меньше, чем для кристаллов традиционного среза в плоскости ху {(р= 22° - 24°, в= 90°), а угловая ширина синхронизма по углу в составляет около 10 угл. мин/см.

Для подтверждения результатов расчета был специально изготовлен и экспериментально исследован нелинейный элемент из кристалла КТР с температурно-некритичным синхронизмом. Результаты экспериментальных исследований показали, что в таком элементе эффективность нелинейного удвоения частоты излучения импульсного АИГ:Ыс13+ лазера примерно вдвое ниже, чем в элементе традиционного среза при плотности мощности основного излучения 80 ^ 100 МВт/см2, что соответствует результатам теоретических расчетов.

Измерение температурной ширины синхронизма элемента проводилось при помещении его в термостат с регулируемой температурой

термостатирования. Эффективность преобразования изменялась не более, чем на 10% в диапазоне температур от -10СС до +50°С. Учитывая, что в случае внутрирезонаторной генерации второй гармоники эффективность преобразования соответствует коэффициенту пропускания выходного зеркала резонатора, от величины которого существует зависимость кпд лазера, то такое изменение эффективности преобразования является вполне приемлемым. Опираясь на результаты расчетов и проведенных экспериментальных исследований, был разработан преобразователь частоты на основе кристаллов КТР, вырезанных по направлению температурно-некритичного синхронизма.

^ Г"

; -и*

. / Д''

Рис. 11. Общий вид лазера.

Для преобразования частоты использовались два кристалла КТР, вырезанные под углом температурно-некритичного синхронизма типа II. Как уже было сказано выше, для реализации фазового синхронизма типа II в нелинейном кристалле должны распространяться две волны основного излучения с взаимно ортогональной поляризацией и разными фазовыми скоростями. В результате после прохода через нелинейный кристалл линейно поляризованное излучение может стать эллиптически поляризованным, что может приводить к снижению мощности основного излучения, т.е. вносить деполяризационные потери в резонатор лазера, а в лазерах с

внутрирезонаторной генерацией второй гармоники также стать причиной прогаров оптических элементов резонатора.

Для устранения деполяризационных потерь были использованы два нелинейных кристалла КТР, развернутые относительно друг друга вокруг оптической оси резонатора на угол 45°. Как было показано выше, в такой схеме как минимум в одном из нелинейных кристаллов всегда будут распространяться две ортогональные составляющие основного излучения и соответственно генерироваться вторая гармоника. В дополнение к этому, температурно-некритичный синхронизм в нелинейных кристаллах обеспечил стабильную работу лазера в диапазоне температур эксплуатации лазера от —10°С до +50°С без применения термостабилизирующих устройств.

Технические характеристики лазера

Длина волны лазерного излучения......................................................532 им

Режим работы........................................................................................................цуг импульсов

Энергия в цуге импульсов..........................................................................100 цЦж

Частота повторения цуга импульсов................................................0,2 Гц

Расходимость (по уровню 0,5)................................................не более 1 мрад

Источник питания..............................................................................................12В постоянного тока

Количество цугов импульсов (без замены батарей)............~ 200

Габариты:

диаметр..............................................................................................................64 мм

длина....................................................................................................................610 мм

Вес........................................................................................................................................3 кг

Лазер обеспечивает высокую суммарную энергию цуга импульсов (не менее 100 мДж) при относительно невысокой пиковой мощности отдельного импульса (около 1 МВт) и частоте повторения цуга импульсов порядка 0,2 Гц, при этом внутри цуга средняя частота следования импульсов составляет 40 кГц. Использованные технические решения позволили обеспечить небольшие массу и габариты конструкции, автономность, надежность и

стабильность работы лазера при эксплуатации в различных климатических условиях.

ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ И РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Создана физико-математическая модель для лазера с поляризационной анизотропией резонатора в режиме генерации цуга импульсов при внутрирезонаторном преобразовании частоты и пассивной модуляцией добротности, которая позволяет определять параметры активной среды, пассивного затвора, нелинейного кристалла, формы импульса и скорости накачки для эффективной реализации данного режима.

2. Созданы и программно реализованы алгоритмы расчета угловой, спектральной, температурной ширины синхронизма и нелинейных коэффициентов преобразователей частоты, а также алгоритмы расчета деполяризационных потерь резонатора с поляризаторами и двулучепреломляющими элементами.

3. Теоретически и экспериментально исследовано влияние поляризационных эффектов в резонаторе с пассивным затвором и преобразователем частоты на эффективность лазера; при этом показано, что взаимное расположение и ориентация элементов в таком лазере существенно влияет на уровень вредных потерь в резонаторе. Использование схем резонатора с компенсацией деполяризационных эффектов или минимизацией поляризационных потерь, а также оптимизация положения и характеристик элементов резонатора позволяют повысить кпд лазера.

4. Показано, что режим генерации цуга импульсов на частоте второй гармоники в лазерах с импульсной накачкой, пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторным преобразованием частоты позволяет получать высокую среднюю частоту следования импульсов в пределах цуга (более 40 кГц), высокие суммарные энергии выходного излучения (более 200 мДж) при уровне энергии отдельного импульса в цуге (20 мДж) ниже порога оптического разрушения элементов резонатора.

5. Реализована внутрирезонаторная генерация второй гармоники в режиме цуга импульсов в переносном автономном лазере с ламповой импульсной накачкой, активной средой на АИГ:Ш3+, модуляцией

добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и нелинейными кристаллами КТР, вырезанными в направлении температурно-некритичного синхронизма. Экспериментально показано, что лазер на АИГ:Ш3+ с модуляцией добротности резонатора пассивный затвором на АИГ:Сг4+ и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники при эксплуатации в различных климатических условиях может быть эффективным источником излучения зеленого спектрального диапазона с высокой суммарной энергией импульсов в цуге при низкой энергии отдельного импульса.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Дмитриев В.Г., Коршунов Ю.В., Макурин М.Н., Маслов A.A. О физических аналогиях между оптическими квантовыми системами и колебаниями в радиотехнике и механике // XLIV научная конференция МФТИ, секция квантовой электроники. - г. Долгопрудный, 2001г.

2. Дмитриев В.Г., Маслов A.A. Особенности ВРГВГ излучения импульсного лазера с модуляцией добротности фототропным затвором // XLVI научная конференция МФТИ, секция квантовой электроники . - г. Долгопрудный, 2003г.

3. Дмитриев В.Г., Маслов A.A. Лазер с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники и модуляцией добротности резонатора фототропным затвором на Cr4+:YAG // XLVIII научная конференция МФТИ, секция квантовой электроники. - г. Долгопрудный, 2005г.

4. Бузинов Н.М., Дмитриев В.Г., Забавин В.Н., Казаков A.A., Маслов A.A., Спицын Е.М. Малогабаритный автономный лазер на YAG:Nd3+, работающий в режиме генерации цуга импульсов с модуляцией добротности пассивным затвором на YAG:Cr4+ // Квантовая электроника. - 2007г. -т.37. -№4. - с.334-338.

5. Бузинов Н.М., Дмитриев В.Г., Забавин В.Н., Казаков A.A., Маслов A.A., Спицын Е.М. Импульсный лазер с удвоением частоты для биомедицинских исследований и мониторинга окружающей среды // ПРИБОРЫ. - 2007г. - №8. - с.46-49.

СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1. Дмитриев В.Г., Тарасов JI.B. Прикладная нелинейная оптика. - 2-е изд., испр. и доп. - М.: ФИЗМАТЛИТ, 2004. - 512 с.

2. Зеленин Д.В., Карле Р.А., Петровский В.Н., Проценко Е.Д. Стабильная двухчастотная генерация Nd3+:YAG -лазера с фазоанизотропным резонатором при внутрирезонаторной ГВГ в режиме управления частотами излучения // Квантовая электроника. - 2002. - № 1. - с.5-10.

3. Тучин В.В. Лазеры и волоконная оптика в биомедицинских исследованиях. - Саратов: СГУ, 1998.

4. Dmitriev V.G., Gurzadyan G.G., Nikogosyan D.N. Handbook of nonlinear optical crystals. - Third, revised and updated edition - Verlag: Springer, 1999.

5. Anthon D.W., Sipes D.L., Pier T.J., Ressl M.R. Intracavity doubling of cw diode-pumped Nd: YAG laser with KTP // IEEE Journal of Quantum Electronics- 1992,- Vol. 28, № 4. - pp.1148-1157.

6. Тарасов Л.В. Физика процессов в генераторах когерентного оптического излучения. - М.: Сов. радио, 1981. - 440 с.

7. Ханин Я.И. Динамика квантовых генераторов (Квантовая радиофизика. Т.2). - М.: Сов.радио, 1975. - 496 с.

8. Шерклифф У. Поляризованный свет: Получение и использование. - М.: Мир, 1965. - 222 с.

9. Горшков М.М. Эллипсометрия. - М.: Сов. радио, 1974. - 200 с.

10. Ильичев Н.Н., Кирьянов А.В., Гулямова Э.С., Пашинин П.П. Влияние анизотропии нелинейного поглощения в пассивном затворе YAG:Cr4+ на энергетические и поляризационные характеристики неодимового лазера // Квантовая электроника. - 1997,- №4.- с.307-310.

11. Гречин С.Г., Дмитриев В.Г., Дьяков В.А., Прялкин В.И. Некритичный по температуре синхронизм и некритичные по темипературе взаимодействия при генерации второй гармоники в двухосных кристаллах // Квантовая электроника. - 1998. - №11.- С.25.

12. Гречин С.Г., Дмитриев В.Г., Дьяков В.А., Прялкин В.И. Аномально некритичное по температуре двулучепреломление в двухосных оптических кристаллах // Квантовая электроника. - 2000. - № 1. - с. 1-2.

13. Khandokhin Р.А., Khanin Y.I. Instabilities in a solid-state ring laser // J. Opt. Soc. Am. В - 1985. - Vol. 2, № 9. - pp.226-228.

14. Czeranowsky C., Baev V.M., Huber G., Khandokhin P.A., Khanin Y.I., Koryukin I.V., Shirokov E.Y. Polarization dynamics of intracavity

frequency-doubled Nd:YAG lasers. // Radiophysics and Quantum Electronics. - 2004. - Vol. 47, № 10. - pp.729-742.

Иевлев И.В., Хандохин П.А., Широков Е.Ю. Поляризационная динамика продольно-одномодовых Ж:УАО-лазеров со слабо анизотропным резонатором // Квантовая электроника. - 2006. - № 3,-С.228-231.

Подписано в печать 21.04.2009 Тираж 120 экз. Заказ № 175 Отпечатано на множительной базе ФГУП НИН «Полюс» им. М.Ф. Стсльмача 117342, Москва, ул. Введенского, д.З.

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА I. ОБЩИЙ ПОДХОД К АНАЛИЗУ ПРОЦЕССОВ ГЕНЕРАЦИИ В ЛАЗЕРЕ С ПАССИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ ДОБРОТНОСТИ И ПРЕОБРАЗОВАНИЕМ ЧАСТОТЫ В РЕЖИМЕ ЦУГА ИМПУЛЬСОВ

1Л. Система дифференциальных уравнений в частных производных для лазера с поляризационной анизотропией резонатора.

1.2. Форма нелинейного коэффициента преобразования при генерации суммарной частоты в кристаллах.

1.3. Приближения и упрощения, используемые при выводе и анализе системы дифференциальных уравнений.

ГЛАВА II. ДИНАМИКА РАЗВИТИЯ ГЕНЕРАЦИИ В ЛАЗЕРЕ С ПАССИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ ДОБРОТНОСТИ И

ВНУТРИРЕЗОНАТОРНОЙ ГЕНЕРАЦИЕЙ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ

2.1. Условия применимости усредненных балансных уравнений.

2.2. Световая мощность и скорость накачки.

2.3. Система усредненных балансных уравнений для одномодового лазера.

2.4. Энергетические и временные зависимости цуга импульсов.

ГЛАВА III. ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛАЗЕРОВ С ПАССИВНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ ДОБРОТНОСТИ И

ВНУТРИРЕЗОНАТОРНОЙ ГЕНЕРАЦИЕЙ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ

3.1. Поляризационные свойства оптических элементов резонаторов.

3.1.1. Поляризационные свойства активной среды.

3.1.2. Поляризационные свойства пассивного затвора.

3.1.3. Поляризационные свойства нелинейного элемента.

3.1.4. Экспериментальные исследования влияния поляризации основного излучения лазера на эффективность генерации второй гармоники.

3.2. Деполяризационные потери резонатора и методы их устранения.

ГЛАВА IV. МАТРИЧНЫЙ МЕТОД РАСЧЕТА ПОЛЯРИЗАЦИОННЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРА

4.1. Матричный метод расчета поляризационных эффектов в резонаторе лазера.

4.1.1. Вектор и матрица Джонса.

4.1.2. Матрицы Джонса для оптических элементов резонатора.

4.2. Экспериментальные исследования поляризационных эффектов в резонаторе лазера.

4.2.1. Влияние наведенного двулучепреломления в AHT:Nd на поляризационные характеристики излучения лазера.

4.2.2. Влияние анизотропии нелинейного поглощения в пассивном затворе АИГ:Сг4+ на поляризационные характеристики излучения лазера.

4.2.3. Влияние эффектов селекции поляризации в активном элементе и пассивном затворе на эффективность внутрирезонаторной генерации второй гармоники в кристалле КТР.

ГЛАВА V. ПРИБОРНАЯ РЕАЛИЗАЦИЯ РЕЖИМА ГЕНЕРАЦИИ ЦУГА ИМПУЛЬСОВ НА ДЛИНЕ ВОЛНЫ 532 НМ В АВТОНОМНОМ ПЕРЕНОСНОМ ЛАЗЕРЕ С ИМПУЛЬСНОЙ НАКАЧКОЙ

5.1. Оптические элементы резонатора лазера.

5.2. Оптическая и электрическая схемы лазера.

5.3. Конструкция лазера.

5.4. Результаты разработки и испытаний лазера.

5.5. Применение лазера в биомедицинских исследованиях и системах мониторинга окружающей среды.

С момента получения когерентного оптического излучения в первом оптическом квантовом генераторе на рубине [5] и до настоящего времени разработаны и созданы различные типы лазеров, позволяющие получать излучение в непрерывных и импульсных режимах генерации. Среди них особое место занимают твердотельные лазеры, работающие в режиме модуляции добротности резонатора. Такие лазеры позволяют получать наносекундные и пикосекундные световые импульсы высокой мощности. Методы модуляции добротности резонатора довольно разнообразны, и к настоящему моменту проведены многочисленные теоретические и экспериментальные исследования этого режима генерации [15,16,17]. Одним из таких методов, получившим широкое применение, является модуляция добротности при помощи пассивного затвора (фототропного затвора, просветляющегося фильтра) [17,27]. В основу метода положено свойство ряда так называемых фототропных сред обратимо изменять величину коэффициента поглощения под действием мощных световых потоков. Данный метод, в сочетании с достаточно высокими параметрами излучения, отличается простотой установки затвора в резонаторе и не требует использования дополнительных источников питания.

Лазеры с пассивной модуляцией добротности могут, в частности, работать в режимах генерации моноимпульса, последовательности (цуга) импульсов и сверхкоротких импульсов. Длительность импульсов генерации в последнем режиме приближается к предельному значению, определяемому шириной спектра излучения. При этом параметры излучения лазера с пассивным затвором определяются не только свойствами активной среды, но и существенно зависят от спектрально-люминесцентных свойств фототропной среды. Сравнительная простота метода модуляции добротности резонатора пассивными затворами и параметры возникающего при этом излучения открывают широкие возможности для применения таких лазеров в науке и технике. Этим объясняется большой объем исследований лазеров с пассивными затворами, проводимых как в нашей стране, так и за рубежом. Однако, несмотря на большое количество оригинальных работ, посвященных исследованию нелинейных свойств фототропных сред и свойств лазеров с пассивной модуляцией добротности, в литературе рассмотрены далеко не все возможные применения метода или рассмотрены недостаточно подробно.

Одним из важнейших достижений квантовой электроники после создания первого лазера на рубине стала реализация преобразования частоты лазерного излучения в нелинейных средах. Несмотря на то, что исследования в области нелинейной оптики и преобразования частоты лазерного излучения ведутся уже более сорока лет, этому вопросу по-прежнему посвящены многочисленные публикации. Создание твердотельных лазеров с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, позволяющих эффективно преобразовывать частоту лазерного излучения в сине-зеленый диапазон спектра, является актуальной задачей квантовой электроники [4754,60-72]. Сейчас основные нелинейные оптические эффекты достаточно хорошо изучены, разработаны теоретические методы расчета лазерных систем с преобразованием частоты. Интерес представляет рассмотрение различных новых схем и режимов генерации, а также методы повышения эффективности преобразования лазерного излучения в*нелинейных средах.

Процесс преобразования частоты можно охарактеризовать как нелинейный отклик среды на воздействие основного излучение лазера. Под действием электромагнитного излучения на основной частоте атомы нелинейной среды поляризуются, возникает дипольный момент. Наведенную таким образом поляризованность можно представить в виде ряда по степеням напряженности поля Е:

Р(Е) = лг(Е) ■Е = к0Е + z(2) Е2 + +., (В. 1) где к - диэлектрическая восприимчивость (в отсутствие поля обозначается ко); Х(2),Х(3) и так Далее - коэффициенты нелинейной восприимчивости (соответственно, квадратичной, кубичной и т. д.) При этом имеют место соотношения: к0 = Оо - 1>/4тг = («о -1)/Аж;

В.2)

Z{3) ~п0п2/2тг, где s0 - диэлектрическая проницаемость в отсутствие поля; п0 - показатель преломления в, отсутствие поля (эта величина используется в традиционной, «линейной» оптике); пь п2 - коэффициенты разложения коэффициента преломления п(Е) в ряд по степеням напряженности поля Е.

В выражении (В.1) за генерацию второй гармоники отвечает квадратичный член, поэтому рассмотрим именно его, отбросив все остальные члены разложения. Отметим только, что помимо квадратичных в среде могут наблюдаться эффекты и более высокого порядка. Однако их вклад, как правило, много меньше и падает с ростом степени при напряженности поля.

Нелинейная восприимчивость, строго говоря, величина тензорная и зависит от направления распространения и поляризации излучения, свойств нелинейного кристалла (его кристаллографического класса) и типа взаимодействия (типа фазового синхронизма). На практике используется коэффициент эффективной нелинейности с!эфф, который позволяет свести тензорное представление к скалярному. Коэффициент с1Эфф включает в себя тензор квадратичной нелинейности с учетом полярного и азимутального углов, под которыми распространения излучение в нелинейном кристалле. В общем виде выражение для коэффициента эффективной нелинейности можно записать следующим образом [22,24,26]:

Е^ЕЕ^УЧ® (в.з)

J к где е^ — единичные вектора поляризации (направления колебаний электрического поля) взаимодействующих волн; dljk - тензор квадратичной нелинейности, причем 2dljk = хф •

Первая экспериментальная работа по- генерации второй оптической гармоники была проведена в 1961 году [24]. В качестве генератора основного излучения использовался рубиновый лазер, работающий в импульсном режиме, в качестве нелинейной среды - кристалл кварца. Коэффициент преобразования основного излучения во вторую гармонику (по мощности) составил 10"9 - Ю"10 %. В последующие несколько лет изучение эффектов накопления взаимодействий и реализация фазового синхронизма позволили значительно повысить коэффициенты преобразования до величин 10 - 15%, и преобразователи частоты лазерного излучения начали применяться в различных технических и научных отраслях. В данный момент коэффициенты преобразования основного излучения во вторую гармоники составляют десятки процентов, благодаря оптимизации режимов генерации и повышению качества оптических элементов. Наиболее широкое распространение получили лазеры на алюмо-иттриевом гранате с неодимом (AHT:Nd3+) с генерацией второй гармоники излучения. Такие лазеры обладают высокой эффективностью и высокой мощностью на длине волны 1064 нм, а вторая гармоника излучения попадает в зеленую область спектра (532 нм), что очень удобно для многих применений. Кроме того, при о I генерации лазера с активным элементом из AHT:Nd на длине волны 1319 нм излучение второй гармоники попадает в красную область (659,5 нм).

В первых и многих последующих экспериментах по генерации второй гармоники использовалась схема внерезонаторной генерации. Как следует из названия, нелинейный кристалл в этом случае находится вне резонатора, что значительно упрощает расчет и анализ процессов развития генерации лазера, как основного излучения, так и второй гармоники. Такая схема позволяет получать не очень большие мощности второй гармоники от непрерывных источников основного излучения и неплохие коэффициенты преобразования в импульсных режимах генерации. Однако нетрудно показать [22-26], что, поместив нелинейный кристалл внутрь резонатора, можно значительно повысить эффективность преобразования, т.к. плотность мощности излучения внутри резонатора значительно выше таковой вне резонатора. Это так называемый режим внутрирезонаторной генерации второй гармоники. В этом случае нелинейный кристалл активно участвует в развитии генерации лазера и сильно влияет на параметры основного излучения. Удвоитель должен иметь высокое оптическое качество (не вносить значительные вредные потери в резонатор) и работать в оптимальном режиме преобразования. Выбор той или иной схемы преобразования зависит от режима генерации лазера, а также от энергетических, спектральных и пространственно-временных характеристик основного излучения.

Отметим, что твердотельные лазеры традиционно могут работать в трех режимах генерации излучения: непрерывном, квазинепрерывном и импульсном. Схема с внутрирезонаторным преобразованием может быть реализована для любого из этих режимов, при условии оптимизации параметров оптических элементов резонатора. Кроме того для эффективной внутрирезонаторной генерации второй гармоники необходимо обеспечить оптимальный режим преобразования. Последний имеет место, когда мощность второй гармоники на выходе лазера с непрозрачными для основного излучения зеркалами, равна выходной мощности основного излучения того же лазера с оптимальным коэффициентом пропускания выходного зеркала и выведенным из синхронизма нелинейным кристаллом [22,49]. При несоблюдений данного условия будут наблюдаться режимы недопреобразования и перепреобразования. В обоих случаях эффективность преобразования будет ниже оптимальной.

Лазеры в непрерывном и квазинепрерывном режиме генерации имеют выходные зеркала с невысоким оптимальным коэффициентом пропускания. Поэтому в них легко может быть реализован режим оптимального преобразования и получен значительный выигрыш в эффективности преобразования по сравнению с внерезонаторной генерацией [22,51]. В импульсном режиме работы лазеров, в случае непрерывной накачки и модуляции добротности резонатора, также удается добиться повышения коэффициента преобразования. Сложнее дело обстояло, до определенного момента, с импульсной накачкой, так как оптимальные коэффициенты пропускания выходного зеркала были достаточно высоки. Однако, с повышением качества оптических элементов, появлением новых активных и нелинейных сред, пороги генерации импульсных лазеров с импульсной накачкой значительно снизились, что позволило добиться оптимальных коэффициентов преобразования. Следует также отметить, что внутрирезонаторная генерация второй гармоники успешно используется совместно с режимом синхронизации мод.

На практике режим внутрирезонаторного преобразования частоты традиционно и успешно использовался для лазеров непрерывного излучения, а также в импульсных режимах при относительно малых коэффициентах усиления активной среды. В режиме импульсной накачки и модуляции добротности резонатора электрооптическим затвором (режим генерации импульсов с частотой повторения от одиночных импульсов до 500 Гц) оптимальные излучательные потери на генерацию второй гармоники составляют 5 - 15%, а энергия импульсов второй гармоники, как правило, не превышает 50 мДж при длительности импульса 10 - 30 не. Генерация основного излучения в таких лазерах с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники развивается в резонаторах с «глухими» зеркалами, и возможность увеличения энергии импульса второй гармоники ограничивается оптической стойкостью внутрирезонаторных элементов.

Режим генерации цуга импульсов излучения в пределах одного импульса накачки, характерный для модуляции добротности резонатора с помощью пассивного затвора, открывает новые возможности увеличения энергии импульса второй гармоники. В этом режиме возможно получение высокой суммарной энергии цуга импульсов, как при малых, так и при высоких энергиях отдельного импульса. При повышении энергии накачки энергия каждого импульса остается практически постоянной, зато увеличивается количество импульсов в цуге. При этом суммарная энергия импульсов второй гармоники может достигать значений более 200 мДж вдали от порога оптического разрушения элементов резонатора.

В отличие, например от лазера на парах меди, обеспечивающего частоту повторения импульсов 10-20 кГц, частота повторения импульсов в т i цуге лазера на АИГ: Nd может составлять до 300 кГц и более. Такие лазеры представляют практический интерес в применениях, требующих получение высокой суммарной энергии излучения за время, сопоставимое с длительностью импульса накачки (т.е. за время порядка 100 мкс) при относительно невысоких энергиях каждого импульса из цуга (10 - 30 мДж о i «з i при длительности импульса 10-30 не). В лазерах на AHT:Nd и YV04: Nd широко используются пассивные затворы на кристалле АИГ:Сг4+ («черном» гранате), которые по совокупности параметров превосходят многие другие затворы, например на кристаллах LiF: , и наиболее применимы в переносных приборах.

В качестве примеров возможного использования режима генерации

1 i цуга импульсов на частоте второй гармоники лазера на AHT:Nd могут служить применения лазера в биомедицинских исследованиях и системах мониторинга окружающей среды. Данные об оптических свойствах объектов на молекулярном и клеточном уровне, а также на уровне тканей и организма в целом, быстро накапливаются. В результате для некоторых биомедицинских применений и мониторинга атмосферы требуются специфические режимы работы лазерных излучателей. Одним из них является режим, обеспечивающий высокую суммарную энергию цуга импульсов при относительно невысокой пиковой мощности отдельного импульса в видимой области спектрального диапазона. Лазер в режиме генерации цуга импульсов может использоваться в случаях, когда необходимо воздействовать на объект энергией лазерного излучения распределенной (по нескольким импульсам) во временном интервале порядка 100 мкс, для которых не подходят непрерывный и моноимпульсный режимы генерации [173].

Теоретическое и экспериментальное исследования, разработка и создание лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, который обеспечивает стабильные выходные характеристики, требует учета и контроля большого числа параметров. Важными факторами, влияющими на работу лазера, являются форма импульса и скорость накачки, распределение коэффициента усиления в активной среде, нелинейность характеристик пассивного затвора, активной среды и преобразователя частоты, а также форма нелинейных коэффициентов преобразования и поляризационная анизотропия оптических элементов резонатора.

При этом физика процессов в лазере с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники в режиме цуга импульсов при импульсной накачке несколько отличается от традиционных режимов пассивной модуляцией добротности и генерации второй гармоники в импульсном режиме. Сочетание в резонаторе нелинейного поглотителя и нелинейного преобразователя, а также нетрадиционного режима генерации значительно сказывается на временных, энергетических и поляризационных характеристиках лазерного излучения [42,94,129]. Поэтому существует необходимость более глубокого теоретического и экспериментального исследования данного режима генерации твердотельных лазеров.

Изучение данного вопроса потребовало решения отдельной научно-технической задачи по созданию физико-математической модели лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники, экспериментальному исследованию режима генерации цуга импульсов второй гармоники, оптимизации параметров элементов и схемы резонатора лазера, а также приборной реализации режима генерации цуга импульсов второй гармоники при импульсной накачке.

Цель работы

Целью данной диссертационной работы является исследование процессов внутрирезонаторной генерации второй гармоники излучения твердотельных лазеров с пассивной модуляцией добротности резонатора в * режиме генерации цуга импульсов с точки зрения особенностей их протекания, повышения эффективности генерации второй гармоники, оптимизации элементов и схемы резонатора лазера, а также создание на базе -этих исследований эффективного твердотельного лазера с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники в режиме цуга импульсов при модуляции добротности резонатора пассивным затвором.

Задачи работы

Для осуществления поставленной цели потребовалось:

1. Создать физико-математическую модель лазера с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники.

2. Провести теоретическое и экспериментальное исследование процессов внутрирезонаторной генерации второй гармоники в режиме цуга импульсов. Определить основные особенности развития генерации второй гармоники в резонаторе с пассивным затвором.

3. Теоретически и экспериментально исследовать поляризационные характеристики основного излучения и излучения второй гармоники в лазере с пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники.

4. Оптимизировать схему и параметры элементов резонатора, реализовать в приборе с ламповой импульсной накачкой режим внутрирезонаторной генерации второй гармоники в режиме цуга импульсов.

Методы исследований

Теоретические исследования проводились с использованием методов геометрической и волновой оптики, квантовой механики, теории матриц и матричного анализа, теории дифференциальных уравнений и математического анализа.

Математическое моделирование проводилось на базе вычислительных средств общего применения в пакете MatCad, а также специально созданных компьютерных программ с использованием объектно-ориентированного языка программирования Delphi.

Экспериментальные исследования выполнялись на специальных лабораторных стендах. В ходе экспериментов исследовались энергетические, временные и поляризационные характеристики излучения. При обработке данных использовались методы статистического анализа. Метрологическое обеспечение экспериментальных исследований осуществлялось за счет использования поверенной измерительной аппаратуры.

Научная новизна работы

1. Впервые разработана более полная и адекватная, по сравнению с представленными в литературе моделями, физико-математическая модель лазера с поляризационной анизотропией резонатора в режиме цуга импульсов при внутрирезонаторном преобразовании частоты и пассивной модуляции добротности.

2. Впервые в приборном варианте твердотельного лазера с преобразованием частоты (переносной лазер на AHT:Nd3+ с пассивным затвором на АИГ;Сг4+ и генерацией второй гармоники в кристалле КТР в режиме генерации цуга импульсов на длине волны 532 нм) реализован температурно-некритичный синхронизм в нелинейном кристалле.

Основные положения, выносимые на защиту т I

1. В твердотельном лазере на AMT:Nd с модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ в режиме цуга импульсов при импульсной накачке может быть реализована эффективная внутрирезонаторная генерация второй гармоники в нелинейном кристалле КТР, вырезанном в направлении температурно-некритичного синхронизма.

2. Режим генерации цуга импульсов на частоте второй гармоники в лазерах с импульсной накачкой, пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторным преобразованием частоты позволяет получать высокую среднюю частоту следования импульсов в пределах цуга (более 40 кГц), высокие суммарные энергии выходного излучения (более 200 мДж) при уровне энергии отдельного импульса в цуге (20 мДж) ниже порога оптического разрушения элементов резонатора.

3. Резонатор лазера на AHT:Nd3+ с пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и преобразователем частоты на КТР при синхронизме типа II обладает выраженной поляризационной анизотропией, вызванной двулучепреломлением в нелинейном кристалле и поляризационными свойствами фототропных центров в пассивном затворе.

4. Деполяризационные эффекты в резонаторе с пассивным затвором и преобразователем частоты могут значительно снижать эффективность лазера. Использование схем резонатора с компенсацией деполяризационных эффектов или минимизацией поляризационных потерь позволяют повысить кпд лазера.

Практическая значимость работы

1. Внутрирезонаторная генерация второй гармоники в режиме цуга импульсов реализована на практике в переносном автономном лазере с ламповой импульсной накачкой, активной средой на AHT:Nd , модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и нелинейными кристаллами КТР, вырезанными в направлении температурно-некритичного синхронизма. л i

2. Экспериментальные исследования показали, что лазер на AHT:Nd с модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники может быть эффективным источником излучения зеленого спектрального диапазона с высокой суммарной энергией импульсов в цуге (>100 мДж) при низкой энергии отдельного импульса (20 мДж).

3. Разработанная физико-математическая модель лазера в режиме цуга импульсов с внутрирезонаторным преобразованием частоты и пассивной модуляцией добротности позволяет определять параметры активной среды, пассивного затвора, нелинейного кристалла, накачки и резонатора для эффективной реализации данного режима.

4. Созданные компьютерные программы могут использоваться для расчета угловой, спектральной, температурной ширин синхронизма и нелинейных коэффициентов преобразователей частоты, а также определения и оптимизации требуемых параметров других оптических элементов резонатора.

Апробация работы

Основные результаты работы были опубликованы в отечественных специализированных научных журналах: «Квантовая электроника» и «ПРИБОРЫ».

Результаты докладывались на научных конференциях: XLVI научная конференция МФТИ , XLVIII научная конференция МФТИ.

Публикации

По материалам диссертации было опубликовано - 5 работ, из которых 3 - тезисы научных конференций.

Объем и структура диссертации

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы, включающего 186 наименований. Объем диссертации составляет 128 страниц, включая 50 рисунков и 3 таблицы.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В данной диссертационной работе проведены теоретические и экспериментальные исследования энергетических, временных и

1 I поляризационных характеристик лазера на AHT:Nd с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники в кристалле КТР, вырезанным в направлении температурно-некритичного синхронизма, и модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ в режиме цуга импульсов. Основные выводы и результаты диссертационной работы:

1. Создана физико-математическая модель для лазера с поляризационной анизотропией резонатора в режиме генерации цуга импульсов при внутрирезонаторном преобразовании частоты и пассивной модуляцией добротности, которая позволяет определять параметры активной среды, пассивного затвора, нелинейного кристалла, формы импульса и скорости накачки для эффективной реализации данного режима.

2. Созданы и программно реализованы алгоритмы расчета угловой, спектральной, температурной ширины синхронизма и нелинейных коэффициентов преобразователей частоты, а также алгоритмы расчета , деполяризационных потерь резонатора с поляризаторами и двулучепреломляющими элементами.

3. Теоретически и экспериментально исследовано влияние ' поляризационных эффектов в резонаторе с пассивным затвором и преобразователем частоты на эффективность лазера; при этом показано, что взаимное расположение и ориентация элементов в таком лазере существенно влияет на уровень вредных потерь в резонаторе. Использование схем резонатора с компенсацией деполяризационных эффектов или минимизацией поляризационных потерь, а также оптимизация положения и характеристик элементов резонатора позволяют повысить кпд лазера.

4. Показано, что режим генерации цуга импульсов на частоте второй гармоники в лазерах с импульсной накачкой, пассивной модуляцией добротности и внутрирезонаторным преобразованием частоты позволяет получать высокую среднюю чатоту следования импульсов в пределах цуга (более 40 кГц), высокие суммарные энергии выходного излучения (более 200 мДж) при уровне энергии отдельного импульса в цуге (20 мДж) ниже порога оптического разрушения элементов резонатора.

5. Реализована внутрирезонаторная генерация второй гармоники в режиме цуга импульсов в переносном автономном лазере с ламповой

О I импульсной накачкой, активной средой на AHT:Nd , модуляцией добротности резонатора пассивный затвором на АИГ:Сг4+ и нелинейными кристаллами КТР, вырезанными в направлении температурно-некритичного синхронизма. Экспериментально

О I показано, что лазер на AHT:Nd с модуляцией добротности резонатора пассивным затвором на АИГ:Сг4+ и внутрирезонаторной генерацией второй гармоники может быть эффективным источником излучения зеленого спектрального диапазона с высокой суммарной энергией импульсов в цуге при низкой энергии отдельного импульса.

БЛАГОДАРНОСТИ

Считаю необходимым выразить благодарность своему научному руководителю В.Г. Дмитриеву, опыт, профессионализм и поддержка которого сыграли важную роль как в процессе написания данной диссертационной работы, так и в формировании моего научного мировоззрения в целом. Хочу поблагодарить Н.И. Левашову за консультации по оформлению графического и иллюстрационного материала, вошедшего в диссертационную работу, и всестороннюю поддержку в процессе подготовки рукописи диссертационной работы. Благодарю Е.М. Спицына, В.Н. Забавина и Н.М. Бузинова за конструктивную критику и полезные обсуждения результатов теоретических расчетов и экспериментальных исследований, проводимых в рамках написания данной диссертационной работы.

1. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. — М.:Наука, 1982.

2. Борн М., Вольф Э. Основы оптики. М.:Наука, 1970. - 296 с.

3. Ярив А., Юх П. Оптические волны в кристаллах: Пер. с англ./ Под ред. И.Н. Сисакяна. М.: Мир, 1987. - 616 с.

4. Шубников А.В. Основы оптической кристаллографии. — М.: АН СССР, 1958.

5. Справочник по лазерам. В 2 т. / Под ред. A.M. Прохорова. - М.: Сов.радио, 1978. - Т.1. - 504 е.; Т.2. - 400 с.

6. Бронштейн И.Н., Семендяев К.А. Справочник по математике для инженеров и учащихся втузов. 13-е изд., испр. — М.: Наука, 1984. -544с.

7. Демидович Б.П., Марон И.А., Шувалова Э.З. Численные методы анализа. Приближение функций, дифференциальные и интегральные уравнения. -М.:Наука, 1967. 368с.

8. Камке Э. Справочник по обыкновенным дифференциальным уравнениям. М.: Наука, 1976. - 576 с.

9. Камке Э. Справочник по дифференциальным уравнениям в частных производных первого порядка. М.: Наука, 1966 г. - 260 с.

10. Свешников А.Г., Тихонов А.Н. Теория функций комплексной переменной. М.: ФИЗМАТЛИТ, 2001. - 336с.

11. Климков Ю.М. Прикладная лазерная оптика. — М.: Машиностроение, 1985.- 128 с.

12. Шерклифф У. Поляризованный свет: Получение и использование. — М.: Мир, 1965.-222 с.

13. Горшков М.М. Эллипсометрия. М.: Сов. радио, 1974. - 200 с.

14. Каминский А.А. Лазерные кристаллы. М.: Наука, 1975. — 256 с.

15. Методы расчета оптических квантовых генераторов. — В 2 т. / Под ред. Б.И. Степанова. Минск: Наука и Техника, 1968. - Т.1 - 2.

16. Зверев Г.М., Голяев Ю.Д. Лазеры на кристаллах и их применение. — М.: Рикел, Радио и связь, 1994. 312с.

17. Тарасов Л.В. Физика процессов в генераторах когерентного оптического излучения. М.: Сов. радио, 1981. - 440 с.1821,22,23