Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Повышение направленности и мощности излучения лазеров методами ОВФ и компрессии импульсов при ВРМБ, измерение нелинейных характеристик оптических сред, распространение пучков на турбулентных трассах 20
1.1. Обращение волнового фронта излучения при вынужденном рассеянии Манделынтама-Бриллюэна 20
1.2. Применение ОВФ излучения в лазерных системах на Nd-стекле 24
1.3. Повышение мощности излучения методом компрессии импульсов при ВРМБ 29
1.4. Измерение характеристик оптических материалов, ограничивающих мощность и энергию излучения лазеров на стекле 32
1.5. Направленная передача энергии с применением ОВФ 39
1.6.Лазерные пучки в турбулентной среде 43
1.7. Выводы 50
Глава 2. Достижение предельной направленности и повышение мощности излучения многокаскадных лазерных систем на Nd-стекле с применением ВРМБ 51
2.1. Оптическая схема высокоэнергетической лазерной системы с ОВФ излучения 51
2.2. Методики регистрации параметров излучения и результаты первого этапа исследований лазерной системы 55
2.3.Исследование ОВФ зеркал типа ВРМБ генератор - ВРМБ усилитель 59
2.4.Коррекция астигматических искажений лазерных пучков ВРМБ зеркалами 74
2.5. Многокаскадный лазер на Nd-стекле с дифракционной угловой расходимостью излучения 84
2.6.Повышение мощности излучения многокаскадного лазера на Nd-стекле методом временной компрессии импульсов при ВРМБ в сжатых газах 90
2.7. Выводы 105
Глава 3. Измерение характеристик оптических материалов, ограничивающих мощность и энергию излучения лазеров на Nd-стекле 107
3.1. Лазерная установка для измерений нелинейных характеристик стекол 107
3.2. Измерение коэффициента нелинейности показателя преломления стекол
3.3 Исследование характеристик, определяющих условия возбуждения ВРМБ излучения в стеклах 127
3.3.1 Метод и результаты измерений удельного коэффициента усиления при ВРМБ излучения 127
3.3.2. Сдвиг частоты при ВРМБ излучения в стекле КГСС 0180, оценка времени релаксации гиперзвука в стеклах 135
3.4. Лучевая прочность поверхности лазерных стекол 139
3.4.1. "Экспресс"-метод измерений лучевой прочности поверхности элементов 140
3.4.2. Лучевая прочность стекла КГСС 0180 в различных условиях облучения 148
3.5. Оценка допустимых лучевых нагрузок на активные элементы усилительного модуля из стекла КГСС 0180 157
3.6. Контроль концентрации микровключений платины в стекле КГСС 0180 159
3.7. Выводы 164
Глава 4. Физическое моделирование направленной транспортировки лазерного излучения 166
4.1. Физическое моделирование протяженных оптических трасс 166
4.2. Исследования эффективности передачи энергии лазерного излучения методом ОВФ 173
4.3 Фокусировка обращенного пучка через искажающий слой на трассе 181
4.4. Исследование пространственных характеристик лазерного излучения, возмущенного турбулентным потоком на искусственной трассе 185
4.5. Выводы 189
Глава 5. Распространение лазерных пучков в турбулентной струе авиадвигателя 191
5.1 .Постановка исследований 191
5.2. Методология натурных экспериментальных исследований 193
5.3. Результаты натурных экспериментов 206
5.4. Математическая модель распространения лазерных пучков в турбулентной струе авиадвигателя 228
5.5. Верификация численной модели распространения лазерных пучков в струе авиадвигателя 23 7
5.6.Условия применения численной модели, оценки энергетических характеристик возмущенных лазерных пучков различных длин волн 257
5.7. Выводы 260
Заключение 262
Список литературы 265
Приложение 1. Формирование частично-когерентных статистически неизотропных пучков света в неоднородно усиливающей среде 288
- Применение ОВФ излучения в лазерных системах на Nd-стекле
- Методики регистрации параметров излучения и результаты первого этапа исследований лазерной системы
- Измерение коэффициента нелинейности показателя преломления стекол
- Исследования эффективности передачи энергии лазерного излучения методом ОВФ
Введение к работе
Важнейшие характеристики лазерного излучения, от которых решающим образом зависит эффективность применения лазеров во многих прикладных задачах, - это угловая расходимость, энергия и мощность излучения. В совокупности эти характеристики определяют степень достижимой концентрации энергии лазерного излучения на облучаемых объектах, точность получаемой информации об их пространственных характеристиках или возможности транспортировки энергии на большие дистанции с минимальными потерями.
На практике не составляет больших трудностей сформировать на выходе лазера маломощный пучок с предельно высокой, т.е. дифракционной направленностью, используя, например, хорошо известные методы угловой селекции излучения. Однако уже на трассе распространения, содержащей ту или иную реальную среду или оптические элементы, такой пучок начинает приобретать искажения, приводящие к увеличению его расходимости, снижению пространственной когерентности и яркости. Еще больше проблем, возникает при решении задачи повышения уровня энергии и мощности излучения с сохранением его дифракционной направленности [1]. Падение качества мощного пучка происходит уже не только на трассе распространения, но и в оптическом тракте самой лазерной системы вследствие несовершенства оптических элементов и развития эффектов самовоздействия излучения. Это и определяет неиссякаемый интерес исследователей и разработчиков систем к поиску оптимальных методов формирования пучков, прогнозирования изменений пространственной структуры и выявления факторов, ухудшающих энергетические характеристики излучения. Фактически, это направление исследований родилось одновременно с созданием первого лазера. Однако актуальность и значение его со временем лишь возрастает вместе с энергетическими возможностями лазерных систем и масштабами их практических приложений, среди которых, например, лазерный термоядерный синтез, дальняя светолокация, навигационные системы, передача информации, многочисленные специальные применения.
Настоящая работа сконцентрирована на рассмотрении круга оптических явлений и проблем, возникающих при решении практической задачи формирования высокоинтенсивных лазерных пучков и доставки энергии излучения на удаленные объекты. В их числе - исследование возможностей достижения дифракционной направленности пучков высокоэнергетических лазеров на стекле и повышения их мощности с применением вынужденного рассеяния излучения, выявление и измерение критических характеристик активной среды, ограничивающих энергию и мощность таких лазеров, исследование эффективности транспортировки энергии излучения на протяженных трассах и возможностей прогнозирования пространственных характеристик пучков в экстремально турбулентной среде.
Исследования и поиск решений возникающих в процессе работы проблем осуществлялись на основе развитых к моменту постановки работы наиболее перспективных лазерных, нелинейно-оптических и цифровых технологий. Так, на момент постановки работы многочисленными исследователями уже были продемонстрированы принципиальные возможности повышения направленности и мощности излучения лазеров путем обращения волнового фронта (ОВФ) и компрессии импульсов излучения при вынужденном рассеянии Манделыдтама-Бриллюэна (ВРМБ). Однако оказалось, что при переходе к созданию макетов высокоэнергетических систем с выходом на уровне нескольких сот и более джоулей в импульсе необходимо решить ряд проблем.
В части эффективного применения ОВФ при ВРМБ излучения для коррекции искажений пучка основные проблемы связаны с поиском оптимальных схемных решений системы ОВФ, обеспечивающих одновременно и высокое качество обращения фронта пучка, искаженного в мощном усилительном канале, и эффективную работу ВРМБ зеркала при энергиях накачки, на порядок превышающих уровень в доли джоуля, реализованный на небольших лабораторных установках. Исследователями отмечались трудности коррекции аберраций типа астигматизма, присущих оптическому каналу многокаскадного усилителя, а при повышении энергии излучения на входе нелинейной среды наблюдалась конкуренция с ВРМБ излучения самофокусировки и оптического пробоя, резко снижающих качество ОВФ.
Применение ВРМБ для многократного сжатия лазерных импульсов во времени без больших потерь энергии позволяет существенно повысить мощность излучения с одновременным упрощением схемы высокоэнергетичного лазера. Архитектура построения системы по схеме лазер-ВРМБ-компрессор становится энергетически выгодной, когда задача повышения мощности излучения многокаскадного лазера на стекле наталкивается на ограничения, обусловленные развитием нелинейных эффектов в его тракте. В работе предстояло исследовать возможности масштабирования подобных систем до уровня энергии излучения в несколько сот джоулей. В ходе исследований следовало решить вопрос об оптимальном для ВРМБ-компрессии временном профилировании импульса излучения в высокоэнергетических системах, построенных по схеме лазер-ВРМБ-компрессор.
Выбор схем и архитектуры построения высокоэнергетичных лазерных систем, предотвращающих развитие таких опасных нелинейных эффектов, как оптический пробой, мелкомасштабная самофокусировка излучения и возбуждение ВРМБ, невозможно без достоверного знания ряда характеристик элементов лазера, к которым относятся лучевая прочность, коэффициент нелинейности показателя преломления {пі) и удельный коэффициент усиления при ВРМБ (g) лазерных стекол, концентрация в их объеме микровключений платины. Особое значение и актуальность разработки надежных методик измерений этих параметров лазерных стекол диктуется развертыванием в России программы создания многоканальных лазерных систем на Nd-стекле с уровнем энергии в импульсе до 1 МДж в интересах осуществления лазерного управляемого термоядерного синтеза (ЛТС). Такого класса установки создаются ("Луч") и проектируются ("Искра-6") в настоящее время в РФЯЦ ВНИИЭФ (г. Саров) на основе усилительных модулей с дисковыми активными элементами (ДАЭ) с рабочей апертурой 20x20см и 30x3 0см из нового, еще находящегося в процессе разработки (НИТИОМ ВНЦ ТОЙ им. СИ. Вавилова"), фосфатного неодимового стекла КГСС 0180. Предполагаемый объем производства ДАЭ составит более тысячи штук, что выдвигает высокие требования к надежности и точности измерений указанных характеристик, определяющих пригодность стекла к использованию в этих лазерных системах. Отсюда же вытекает необходимость осуществления текущего контроля плавок стекла по всем критическим характеристикам при производстве элементов. В то же время существующие методы их измерения не вполне отвечают этим требованиям и, что также важно, весьма трудно осуществить их совмещение в рамках одного измерительного комплекса.
Создание высокоэнергетических лазерных источников с дифракционной расходимостью излучения позволяет более эффективно решать задачи, связанные с необходимостью направленной транспортировки энергетических потоков на дальние расстояния. Понятно, что эффективность передачи энергии на приемное устройство будет определяться и пространственными характеристиками пучка, сформированными на трассе распространения, и точностью попадания в пределы апертуры приемника. Повысить эффективность передачи энергии излучения лазера в область удаленной или малоразмерной приемной системы позволяет метод (или алгоритм) ОВФ - самонаведения, основанный на фундаментальном свойстве обращенной волны точно воспроизводить траекторию распространения излучения в обратном направлении к источнику сигнальной волны. При решении реальных задач, требующих осуществления транспортировки энергии, наряду с большой дистанцией приходится сталкиваться с сильными ограничениями размеров (в масштабах, определяемых длиной дистанции) апертур приемных и передающих систем. В этих условиях эффективность передачи энергии может падать из-за снижения качества ОВФ пучка, несущего энергию, в силу апертурных ограничений. Свою роль могут играть дифракционные эффекты и наличие фазоискажающего слоя на трассе распространения пучка. Вопрос о возможностях оптимизации энергообмена между приемо-передающими устройствами при сильных апертурных ограничениях требует изучения. При этом в обеспечение исследований необходимо разработать методы и средства экспериментального моделирования процессов распространения излучения на протяженных трассах.
Оценка точностных и энергетических возможностей проектируемой лазерной аппаратуры, работающей в атмосферных условиях, невозможна без адекватного прогнозирования степени турбулентных искажений пространственных характеристик лазерных пучков. В большинстве исследований, выполненных до настоящей работы, основное внимание уделялось распространению лазерного излучения в условиях естественной атмосферной турбулентности. Однако на практике не менее важно знать характеристики излучения, прошедшего турбулентные зоны искусственного происхождения, например турбулентный след летательного аппарата или струю турбореактивного двигателя самолета. Упомянем, например, задачи разработки систем обеспечения безопасности полетов авиатехники на базе лазерных средств, бортовых систем лазерной связи и управления летательными аппаратами. Как правило, уровень турбулентности в такого рода зонах экстремально высок: на 3-5 порядков выше, чем в естественных условиях: величина структурной характеристики турбулентности в струе авиадвигателя, например, имеет порядок Ся2 10"9м 2/3, в то время как в свободной атмосфере 10" м" -10" м" . Это обстоятельство, наряду с возможными другими, например, с анизотропией турбулентной среды или отсутствием локальной статистической однородности, не позволяют напрямую использовать уже развитые теории и модели распространения излучения в естественной атмосфере. Поэтому актуальна задача проведения натурных экспериментальных исследований распространения лазерного пучка в экстремально турбулентной среде, такой, как струя турбореактивного авиадвигателя и создания на их основе численной математической модели распространения пучка в таких условиях.
Применение ОВФ излучения в лазерных системах на Nd-стекле
Одним из первых практических приложений эффекта обращения волнового фронта излучения явилось использование ОВФ зеркал в лазерных усилительных системах для компенсации фазовых искажений, приобретаемых пучком в оптическом тракте. Суть метода компенсации аберраций тракта усилителя вытекает из самой природы обращенной волны [2,3]: предварительно сформированный маломощный пучок с плоским волновым фронтом вводится со стороны выхода в мощный двухпроходовый (или с четным числом проходов) усилитель, проходит его тракт, приобретая фазовые искажения, затем отражается ОВФ зеркалом и проходит по усилителю в обратном направлении, компенсируя приобретенные искажения волнового фронта. В идеальном случае на выходе получаем многократно усиленный пучок с тем же волновым фронтом, что был сформирован предварительно у маломощного пучка до прохода по усилителю.
На практике ОВФ - компенсация фазовых искажений усиливаемого пучка впервые была осуществлена в двухпроходовом однокаскадном усилителе на рубине в работе [3]. Была экспериментально продемонстрирована возможность компенсации искажений пучка в усиливающей среде с использованием ВРМБ зеркала. Искаженный пучок на входе ОВФ зеркала имел расходимость, 20-кратно превышающую дифракционный предел, а на выходе усилителя расходимость усиленного пучка была близка к дифракционной (9 1.5-10"4рад). Эффект наблюдался и при работе усилителя в линейном режиме и в режиме насыщения.
В лазерной системе на Nd-стекле обращение волнового фронта было впервые применено в работе [37]. Однокаскадный усилитель не вносил заметных фазовых искажений в усиливаемый пучок. В связи с этим первоначально перед ВРМБ зеркалом (фокусировка пучка в кювету с эфиром) размещалась фазовая пластинка. В этом случае пучок на выходе имел размер вдвое превышавший размер входного. При отсутствии пластинки и энергии пучка накачки ВРМБ зеркала около 0.2 Дж (длительность импульса 30 не) пучок на выходе также был существенно уширен по отношению к входному и окружен спекл-структурой. В случае снижения энергии пучка накачки как при наличии фазовой пластинки, так и без нее усиленный пучок воспроизводил размер пучка на входе. Авторы [37] предположили, что на качество ОВФ влияет самофокусировка излучения в нелинейной среде ВРМБ зеркала при высоких уровнях накачки. Важно отметить, что в работе была экспериментально показана возможность обращения пучка с гладким волновым фронтом без применения фазовых пластин на входе в кювету с нелинейной средой.
С точки зрения возможностей создания высокоэнергетического лазера с дифракционной расходимостью излучения перспективными являются системы на Nd-стекле. В достаточной мере отработана промышленная технология изготовления лазерных активных высокооднородных элементов большого объема, среда обеспечивает высокий уровень запасенной энергии возбуждения [40]. Однако уже в ранних работах [33,38,41-43] было отмечено и экспериментально продемонстрировано, что многокомпонентным мощным системам на Nd-стекле с ОВФ излучения присущ ряд свойств, затрудняющих достижение дифракционного предела угловой расходимости пучка. Активная среда мощного усилителя может вносить в подлежащую обращению волну искажения, которые не компенсируются на обратном проходе по его тракту. К ним относятся амплитудные искажения, обусловленные как неравномерностью усиления по поперечному сечению активных элементов [41-44], так и насыщением усиления [38,41], а также поляризационные искажения, вызванные наведенным или естественным двулучепреломлением в активных элементах усилителя [22,23,38,45].
В [38] двухкаскадный двухпроходовый усилитель на Nd-стекле с ВРМБ зеркалами работал в режиме насыщения, поскольку при энергии на выходе в импульсе 3 Дж (т„ = 25 не) диаметр пучка в тракте составлял лишь 3 мм. Было показано, что в режиме насыщения при несогласованности поперечных сечений пучка и усиливающей среды, а также наличии необращенной компоненты в отраженном от ВРМБ зеркала излучении на уровне более 1%, на выходе усилителя доля последней заметно возрастала за счет усиления на участках среды с необедненной инверсией.
Влияние амплитудных искажений, обусловленных неравномерностью накачки активных элементов, было показано в исследованиях трехкаскадного двухпроходового усилителя на базе стандартных усилительных модулей типа ГОС - 1001 [43]. В обычных условиях на диаграмме направленности обращенного и усиленного пучка появлялись побочные дифракционные максимумы. Их можно было избежать путем увеличения равномерности усиления в среднем по длине усилителя - путем разворота каждого из четырехламповых каскадов на 30 относительно друг друга. Ухудшение характеристик обращенного пучка в неоднородно усиливающей среде отмечалось также в работах [9,44].
В работах [22,23,38] было продемонстрировано влияние деполяризации на качество усиленного пучка с использованием вносимых в тракт усилителя деполяризующих элементов. Было показано, что качество ОВФ ухудшается как в схемах ВРМБ зеркал со светопроводом, так и с фокусировкой излучения в нелинейную среду. В [43] наблюдалось влияние деполяризации усиленного пучка, вызванной пространственно-неоднородным нагревом активных элементов во время накачки. В этой работе деполяризация устранялась путем выбора интервала между вспышками, обеспечивающего максимально возможную равномерность распределения температуры по сечению стержней. В [23] был предложен и продемонстрирован универсальный способ ОВФ деполяризованного излучения путем преобразования его на входе ВРМБ зеркала в поляризованную волну обратимым образом. Очевидно, перечисленные факторы должны учитываться уже на стадии проектирования лазерной системы. Так, при создании мощного многокаскадного усилителя на Nd-стекле необходимо ориентироваться на современные разработки усилительных модулей, обеспечивающих достаточно высокую равномерность распределения излучения накачки по сечению активного элемента. Это могут быть дисковые усилительные каскады. Нужно отметить, что использование ВРМБ зеркал в мощных лазерных системах дает возможность не только скомпенсировать аберрации тракта, но и повысить порог самовозбуждения системы [29,37,65], а также контраст усиливаемого импульса [46,47]. С учетом этого в мощных лазерных системах на Nd - стекле желательно применение именно таких ОВФ зеркал. Из результатов цитированных работ видно, что с точки зрения эффективности и практичности наиболее приемлемыми можно было бы считать схемы ВРМБ зеркал с фокусировкой пучка в нелинейную среду без применения фазовых пластинок. Однако в экспериментах было отмечено [29,31,37,38,46,48-50], что энергетический диапазон работы таких зеркал в случае жидкой или твердой нелинейной среды ограничивается сверху на уровне нескольких десятых джоуля в импульсе. Причиной этого является развитие в нелинейной среде с ростом энергии накачки конкурирующих нелинейных эффектов, таких, как оптический пробой [31,46,48,59], самофокусировка [37], вынужденное температурное рассеяние [59], двухфотонное поглощение [93]. При этом нужно отметить, что решение проблемы расширения энергетического диапазона работы ВРМБ зеркал наиболее актуально именно при создании высокоэнергетических лазерных систем. Это связано с тем, что эффективность усилителя определяется не только количеством запасенной энергии в активной среде, но и плотностью усиливаемого сигнала: мощный усилитель должен работать в режиме насыщения. Для многокаскадного усилителя на Nd-стекле с поперечным сечением активных элементов в несколько квадратных сантиметров и более это условие определяет энергию импульса излучения на входе ОВФ зеркала на уровне не ниже нескольких джоулей.
Методики регистрации параметров излучения и результаты первого этапа исследований лазерной системы
В процессе исследований макета осуществлялась регистрация энергетических, временных, спектральных и угловых характеристик излучения лазера. В каждом пуске лазерной системы калориметрами (К) измерялась энергия пучка на выходе ЛП и на выходе МУ, на входе и выходе ВРМБ -зеркала (при двухкаскадном зеркале - на входе каждого каскада). Фотографировались распределения интенсивности в ближней и дальней зоне пучка после первого прохода по МУ и на выходе лазерной системы. Временные характеристики импульсов излучения контролировались с помощью осциллографов С7-15 и И2-7, на которые подавались сигналы с коаксиальных элементов ФЭК - 030, спектральные (на выходе ЗГ) - с помощью интерферометра Фабри-Перо с базой 30 мм.
В связи с поставленной задачей достижения предельно высокой (т.е. ограниченной лишь дифракцией) направленности излучения, особое внимание было уделено методике регистрации угловых характеристик пучка. Здесь следует отметить, что часто используемая методика определения угловой расходимости излучения по результатам фотометрирования зарегистрированного фоточувствительной средой распределения интенсивности в дальней зоне не дает правильного представления о степени близости качества пучка к дифракционному. Основная причина заключается в том, что в широких "крыльях" дальнопольного распределения, которые уже не регистрируются средой, имеющей определенный порог чувствительности, может быть заключена значительная часть энергии пучка [1]. Особенно это важно учитывать при анализе пучков с качеством, близким к дифракционному. В таких случаях регистрируемый керн распределения характеризует лишь достижимую остроту фокусировки пучка, сформированного системой, но не возможности концентрации энергии излучения в заданном, например, дифракционном угловом растворе. И хотя во многих приложениях достаточно ограничиться знанием характеристик пучка, полученных из распределения интенсивности, более полный анализ угловой расходимости излучения должен проводиться с учетом полученных в эксперименте данных по содержанию энергии излучения в заданном угловом растворе. Поэтому в экспериментах помимо фотографической регистрации распределения интенсивности сформированных ЛП и МУ пучков в фокальной плоскости измерительной линзы в каждом пуске регистрировалось распределение энергии в дальней зоне обращенного и усиленного пучков. Для этого в фокальной области измерительной линзы ИЛ (рис.2.1) размещался набор калиброванных диафрагм, определяющих угловой раствор ф, в котором регистрировалась доля энергии пучка Еф. Фокусное расстояние измерительной линзы высокого качества составляло f = 32.7 м, диаметр - 130 мм. Измерялась энергия пучка, прошедшая в угловые растворы ф = 5-Ю"5 рад; 10"4 ради 3.6-10 рад. Затем определялось отношение измеренной таким образом энергии излучения к полной энергии пучка на выходе системы - Еф/Е.
Используемая методика измерения угловой расходимости излучения предполагает осуществление точного попадания обращенного излучения в калиброванные диафрагмы с угловыми размерами, близкими к дифракционному (фа = 2A4-X/D0 3-Ю"5 рад, Do = 85 мм - диаметр пучка на выходе системы). Для этого перед проведением пуска в каустике юстировочного пучка, имитирующего по угловой расходимости и направлению пучок ЛП, в фокальной области измерительной линзы временно устанавливалось вспомогательное зеркало, отражающее излучение в обратном направлении. Это обратно направленное в ЛП излучение после отражения от двух поверхностей измерительного клина ИК1 и поверхности ИК2 имитирует ход соответствующих бликов обращенного и усиленного пучка. Таким образом, в фокальной области измерительной линзы ИЛ наблюдаются три пучка, отстоящие друг от друга на угловое расстояние 10 рад, имитирующие обращенное излучение. Калиброванные диафрагмы в фокальной области ИЛ центрировались по кольцам дифракционного распределения интенсивности пучков с точностью не хуже 0.2 мм, что соответствует угловой точности юстировки-64 О"6 рад.
Пучок лазера подсветки на входе МУ имел практически дифракционное качество. На рис.2.2,а показана фотография распределения интенсивности пучка в дальней зоне. Результаты измерений распределения энергии пучка в зависимости от угла раствора показали, что в телесном угле, отвечающем дифракционному размеру, содержится 70% энергии пучка (см. рис.2.23), что достаточно близко к теоретическому значению для идеального пучка, составляющему 84%.
Искажения пучка после первого прохода по МУ характеризует фотография углового спектра излучения на рис. 2.2,6: искажения носят преимущественно астигматический характер, угловой спектр уширяется в 5-10 раз. С изменениями оптической схемы или интервала времени между пусками искажения углового спектра в деталях менялись, но качественно носили тот же характер. На первом этапе исследований лазерной системы использовались различные известные варианты традиционных однокаскадных ВРМБ зеркал с фокусировкой излучения. ВРМБ - активной средой служили ацетон, D2O, ССЦ , неодимовое стекло ГЛС - 1, ГЛС-22. Фокусировка излучения в кювету длиной 40 см или в стеклянный стержень длиной 60 см осуществлялась линзами с фокусным расстоянием 25-50 см. Размер пучка на входе в ОВФ зеркало составлял 0.6 - 0.8 см, эксперименты проводились как с применением травленых фазовых пластин для формирования спекл-структуры в каустике пучка, так и без них.
Были получены следующие результаты. Параметр, характеризующий качество ОВФ и качество пучка на выходе системы, Еф /Е, не снижался ниже значений 0.85 ± 0.05 при ф 10 рад вплоть до энергий излучения, приходящего на ОВФ зеркало, Е0 = 0.2-0.3 Дж. При этом коэффициент отражения от ОВФ зеркала по энергии не превышал значений R = 0.2 - 0.4, а энергия усиленного пучка на выходе системы - значений 100 - 150 Дж. Дальнопольное распределение пучка на выходе показано на рис.2.2,в: видна хорошая концентрация излучения, но присутствует и некоторый остаточный астигматизм.
Как видно из приведенных данных, мощный многокаскадный усилитель оказался весьма критичным в отношении качества ОВФ излучения в ВРМБ зеркале и использование традиционных методов не позволило достичь требуемого качества излучения на выходе системы как по уровню энергии, так и по угловой расходимости.
В связи с этим было принято решение провести систематические исследования и разработку систем ОВФ, пригодных для многокаскадных высокоэнергетических лазеров. К / числу задач, требующих первоочередного решения, были отнесены - расширение энергетического диапазона работы ОВФ зеркал до требуемого уровня в несколько джоулей и компенсация присущих тракту лазера астигматических искажений, в том числе динамических. Помимо этого встал вопрос о необходимости более точного расчетного прогнозирования энергетических характеристик многокаскадного макета лазера. В процессе проектирования системы делались лишь оценки энергетики мощного усилителя по известной методике однопроходового усиления уже обращенного пучка, т.е съем запасенной энергии на первом проходе излучения не учитьшался, также как - не учитывалась и динамика изменения коэффициента отражения излучения от ВРМБ зеркала с изменением энергии.
Измерение коэффициента нелинейности показателя преломления стекол
Информация о коэффициенте квадратичной нелинейности показателя преломления П2 для оптической среды лазерного тракта крайне необходима на стадии проектирования оптической схемы лазера. Правильный выбор схемы, который невозможен без знания П2, позволяет реализовать максимальные энергетические характеристики, ресурс и качество излучения лазера.
При разработке метода измерения учитывалось, что само значение коэффициента нелинейности в общем случае зависит от длительности формируемого лазером импульса, поскольку вклад в П2 вносят как относительно быстрые физические механизмы нелинейности (электронная и ядерная поляризуемости имеют время отклика 10" -10" с), так и более медленные (электрострикция, тепловая нелинейность -10" -10"6 с). В связи с этим измерения проводились в наносекундном диапазоне длительностей, отвечающем режимам работы создаваемых установок "Луч" и "Искра-6".
Наиболее достоверные данные по щ можно получить на основе прямого наблюдения результатов самовоздействия излучения в нелинейной среде. В описанных ниже разработанных методах измерений в качестве критерия эффекта самовоздействия выступает величина искажений волнового фронта интенсивного пучка аберрациями нелинейной среды, наведенными мощным излучением. В процессе распространения пучка искажения волнового фронта трансформируются в изменения распределения интенсивности в сечении пучка, зависящие от уровня энергии в импульсе излучения, которые регистрируется аппаратурой в эксперименте.
На рис.3.3 представлена оптическая схема измерительной части установки. Лазерная система генерирует моноимпульс с заданной длительностью г = 4.5 ± 0.5 не по полувысоте и энергией до 1.5 Дж в пучке диаметром 18 мм на выходе лазера. Диафрагма Ді вырезает часть пучка диаметром —15 мм с равномерным распределением интенсивности по сечению. Далее пучок фокусируется длиннофокусным объективом Oi (f 20 м). В плоскости фокусировки пучка нормально к его оси размещено зеркало М, отражающее назад 100% излучения. Перед ним, почти вплотную, устанавливается образец исследуемого стекла длиной 5-10 см. Клин отводит часть излучения в калориметр и видеокамеру , регистрирующую в требуемом масштабе изображение пучка в плоскости диафрагмы Дд. Диафрагма Дг, установленная в плоскости, сопряженной с плоскостью размещения образца, ограничивает низкоинтенсивные "крылья" распределения интенсивности излучения, попадающего в калориметр и видеокамеру. Это позволяет определить осевую плотность энергии пучка в зоне размещения образца в абсолютных единицах путем интегрирования функции распределения интенсивности излучения в пределах диафрагмы и сопоставления с данными калориметра. Наряду с этим изображением, характеризующим распределение интенсивности основного пучка в зоне размещения образца, в видеокамеру передается изображение поперечного сечения отраженного зеркалом М пучка в заранее выбранной плоскости по ходу его распространения. Это осуществляется объективами Ог, Оз. Таким образом, в каждой вспышке лазера видеокамера в одном кадре записывает два изображения пучка - одно характеризует падающий на образец пучок, второе - пучок, прошедший через образец дважды. Для регистрации временных характеристик импульса излучения использовались показанные на схеме коаксиальный фотоэлемент и осциллограф С7-19. В эксперименте фиксировались изменения пространственной структуры пучка с увеличением энергии в импульсе излучения.
Фотографии на рис.3.4,6 представляют другой эффект самовоздействия - искажения структуры пучка аберрациями линзы, индуцированной в нелинейной среде. Такие изменения структуры искаженного пучка проявляются только при соответствующем выборе плоскости наблюдения. Далее будем называть эту плоскость "аберрационной".
Изначально представлялось естественным использовать для измерения коэффициента нелинейности зарегистрированные изменения в распределении интенсивности (например, на оси пучка) в плоскости наблюдения самофокусировки пучка. Но оказалось, что в плоскости регистрации распределения интенсивности, находящейся за средой по ходу луча, наблюдается статистически неустойчивая зависимость осевой интенсивности излучения от вспышки к вспышке лазера, обусловленная некоторой нестабильностью пространственных и энергетических характеристик пучка.
В то же время было обнаружено, что если регистрировать изменения интенсивности в осевой точке пучка в "аберрационной" плоскости, отвечающей картинам распределения, представленным на рис.3.4,6, то статистический разброс получаемых в эксперименте данных и, соответственно, погрешность измерений удается значительно уменьшить. Объясняется это тем, что вместо поджатая пучка в целом вследствие самофокусировки и соответствующей сильной концентрации интенсивности пучка в приосевой области, в последнем случае мы наблюдаем лишь хорошо выраженную деформацию распределения интенсивности в приосевой области пучка, в которой сосредоточена небольшая доля его энергии. Вследствие этого изменение осевой интенсивности, наблюдаемое с ростом энергии в импульсе вследствие проявления нелинейных аберрационных искажений, оказывается более устойчивым к некоторой нестабильности характеристик пробного пучка, оставаясь в тоже время достаточно информативным для проведения измерений.
На основании указанных наблюдений был сделан выбор в пользу выполнения измерений путем регистрации изменений структуры пучка "аберрационной" плоскости. В процессе работы проявились дополнительные достоинства такого выбора, о которых будет сказано ниже. Настройка на изображение этой плоскости осуществлялась экспериментально с помощью объективов Oj и О2, поскольку сопряженная полученному изображению возмущенного пучка предметная плоскость расположена на некотором расстоянии ( 1.5 метра в этих экспериментах) перед исследуемым образцом. Важно отметить, что физически в этой предметной плоскости присутствует еще не возмущенный пучок, поэтому без оптической системы (02 -Оз) "аберрационную" картину возмущений наблюдать невозможно.
Исследования эффективности передачи энергии лазерного излучения методом ОВФ
Результаты теоретических исследований процесса передачи энергии между двумя ограничивающими апертурами [250,251] показывают возможность оптимизации данного процесса за счет формирования на апертурах светового поля специальной конфигурации как в случае прямой транспортировки излучения от одной апертуры к другой, так и в случае предварительного облучения ОВФ зеркала, расположенного за одной апертурой, из другой.
В экспериментальных исследованиях с использованием алгоритма ОВФ-самонаведения обычно рассматривается случай (см., например, [7,136]), когда область подсвета, формирующая пучок, облучающий ОВФ зеркало, в которую затем возвращается обращенное излучение, можно рассматривать в качестве точечного источника, излучающего сферическую волну. В этом случае размер области подсвета (di) отвечает условию: Ni = di2/4AL «J.
Из результатов работ [136,137,252] следует, что эффективность передачи энергии излучения из апертуры ОВФ зеркала в область подсвета в таких условиях соответствует доле обращенной волны в отраженном от ОВФ зеркала излучении. Это и понятно, поскольку необращенная компонента отраженной волны не может дать заметного вклада в область подсвета, занимающую при Ni « 1 очень малый телесный угол.
С точки зрения ряда практических приложений более важен случай, когда значения Ni сосредоточены вблизи единицы. С одной стороны, в этой ситуации реализуются максимальные дальности, на которые возможно передать энергию без существенных дифракционных потерь, и для практики важно конкретизировать эти предельные возможности. С другой, именно в этом случае сильно проявляются дифракционные эффекты, обусловленные апертурными ограничениями, резко меняющими структуру излучаемых полей при небольших вариациях геометрии эксперимента. С учетом такой сильной зависимости и была использована методика моделирования протяженных оптических трасс, позволившая исследовать влияние апертурных ограничений ОВФ зеркала в условиях, близких к реальным.
Поскольку в области подсвета (на апертуре излучателя подсветки ОВФ зеркала) предполагалось формировать пучок с плоским волновым фронтом, необходимости использовать телескопическую систему для масштабирования входного поля не было: при заданной длине искусственной трассы L выбирался соответствующий размер ограничивающей пучок круговой диафрагмы, обеспечивающей заданное в эксперименте число Френеля апертуры излучателя Ni = df /4X-L . Иная ситуация на выходе искусственной трассы: принимаемое и обращенное поля излучения имеют определенные, заранее неизвестные распределения, поэтому на этом участке, т.е. перед апертурой ОВФ зеркала, размещалась телескопическая система с увеличением 1/у 7. Число Френеля для апертуры ОВФ зеркала при этом определяется с учетом действия телескопической системы: N2 = /-di /4A-L . Схема эксперимента приведена на рис.4.3. Коллимированный пучок импульсного неодимового лазера ограничивался диафрагмой переменного диаметра, пропускался по трассе и освечивал плоскость расположения апертурной диафрагмы ОВФ зеркала, размер которой d2 также изменялся в процессе эксперимента. Обращенное излучение проходило по трассе в обратном направлении и частично попадало в область подсвета, ограниченную исходной формирующей диафрагмой сЦ.
Качество работы ОВФ - устройства было определено по измерениям параметра обращения h = Еф/Е, т.е. по доле энергии, возвращенной в апертуру излучателя, при ее угловом размере фаі 4-10"5рад, близком к дифракционному пределу разрешения апертуры ОВФ зеркала при d2 — 100 мм. Во всем диапазоне энергий принимаемого ОВФ зеркалом излучения (0.1 - 0.5 Дж) величина h практически не менялась и имела значение h = 0.85 + 0.05. Числа Френеля Ni и N2 (для области подсвета и ОВФ-устройства, соответственно) менялись от нескольких единиц до десятых долей. В экспериментах регистрировались: - доля энергии излучения подсвета, перехваченная апертурой ОВФ зеркала е2; -доля энергии обращенного пучка, возвращенная в область подсвета ei; - пространственная структура излучения в плоскостях размещения апертурных диафрагм (фоторегистрация). На рис.4.4 представлена зависимость коэффициента передачи энергии Єї в область подсвета из апертуры ОВФ - устройства от коэффициента передачи энергии е2 из области подсвета в апертуру ОВФ - устройства. Каждая точка в этих и последующих экспериментах усреднялась по 5-10 опытам. Числа Френеля для апертуры области подсвета имели значения N1 = 0.5; 0.9 и 2. Числа Френеля для апертуры ОВФ - устройства менялись в пределах N2 0.2 - 4.Из сравнения графиков, отвечающих различным значениям N видно, что при малых потерях энергии пучка подсвета на входной ограничивающей диафрагме ОВФ - устройства (е2»1), коэффициент передачи ei«h и практически не зависит от размера ограничивающей диафрагмы излучателя, определяющей Ni. Это означает, что при полном перехвате пучка подсвета ОВФ зеркалом необращенная компонента в отраженном пучке рассеивается в телесный угол, существенно превышающий угловой размер области подсвета. Из рис.4.4 следует, что с увеличением потерь на апертуре ОВФ - устройства (е2 1) появляется существенная разница в эффективности передачи энергии в область подсвета в зависимости от ее размера или соответствующего числа Френеля Nj. С изменением значений Ni от 0.5 до 2 коэффициент передачи ei возрастает.
Для практического использования результатов, например, при проектировании систем передачи энергии лазерного излучения важно знать зависимость коэффициента передачи не только от потерь излучения на апертурной диафрагме ОВФ - устройства, но и непосредственно от размеров его апертуры или соответствующих значений чисел Френеля N2. На рис.4.5 представлена такая зависимость, полученная в тех же экспериментах. Значения Єї, отвечающие различным размерам области подсвета, на данном графике практически совпадают в диапазоне изменений N2=0.2-4. Иначе говоря, эффективность передачи энергии Єї в область подсвета в исследованном диапазоне чисел Френеля, характеризующих ее размер (Ni=0.5-2), определяется только размером апертуры ОВФ - устройства. При этом, как видно из графика, эффективность передачи составляет не менее 80% от максимальной в данных экспериментах вплоть до чисел Френеля апертурной диафрагмы ОВФ зеркала N2 0.4. Энергетические же потери излучения подсвета на апертуре ОВФ зеркала, отвечающие указанному значению N2, оказываются уже весьма значительными: ег 0.2 ( Ni 2); Є2 0.5 (Ni= 0.5).
