Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Состояние современных исследований квантронов с поперечной диодной накачкой 13
1.1. Квантроны с непосредственным подводом излучения накачки 13
1.2. Квантроны с оптическими системами подвода излучения накачки 24
1.3. Обзор теоретических исследований квантронов с поперечной диодной накачки 35
1.4. Выводы по главе 1 37
ГЛАВА 2. Теоретическое исследование квантрона с поперечной диодной накачкой 39
2.1. Описание оптической схемы поперечной диодной накачки 39
2.2. Математическая модель поперечной диодной накачки 44
2.3. Описание поперечных распределений коэффициента усиления в цилиндрическом активном элементе 55
2.4. Описание поперечных распределений термооптических неоднородностей в цилиндрическом активном элементе 59
2.5. Исследование функциональных зависимостей между основными входными параметрами квантрона 64
2.6. Исследование зависимости эффективности квантрона от спектральных характеристик источников накачки 81
2.7. Исследование поперечных распределений коэффициента усиления в активных элементах различных диаметров 84
2.8. Методика расчета параметров элементов квантрона с поперечной диодной накачкой с изменяемым поперечным распределением коэффициента усиления 87
2.9. Выводы по главе 2 88 Стр.
ГЛАВА 3. Экспериментальное исследование квантрона с поперечной диодной накачкой по формированию различных поперечных распределений коэффициента усиления 90
3.1. Описание конструкции квантрона 90
3.2. Исследование параметров диодных источников накачки 96
3.3. Экспериментальная верификация математической модели поперечной диодной накачки 101
3.4. Измерение выходных параметров квантрона с поперечной диодной накачкой 107
3.5. Выводы по главе 3 116
ГЛАВА 4. Экспериментальное исследование характеристик лазерного излучения от поперечного распределения коэффициента усиления 118
4.1. Постановка задачи 118
4.2. Исследование зависимости расходимости лазерного излучения от распределения коэффициента усиления в активном элементе 120
4.3. Исследование зависимости выходной энергии лазерного излучения от распределения коэффициента усиления в активном элементе 130
4.4. Выводы по главе 4 137
Общие выводы 140
Список литературы
- Обзор теоретических исследований квантронов с поперечной диодной накачки
- Описание поперечных распределений коэффициента усиления в цилиндрическом активном элементе
- Исследование параметров диодных источников накачки
- Исследование зависимости расходимости лазерного излучения от распределения коэффициента усиления в активном элементе
Обзор теоретических исследований квантронов с поперечной диодной накачки
Разнообразие областей применения ТТЛ выдвигает самые различные требования к параметрам лазерного излучения и, как следствие, к оптическим характеристикам квантрона. К настоящему времени предложено большое число самых разнообразных конструкций квантронов с поперечной диодной накачкой [2, 3]. В связи с этим необходим подробный обзор и анализ предложенных конструкций и полученных экспериментальных результатов. Такой анализ позволит определиться с наиболее оптимальной конструкцией квантрона, которая позволит максимально реализовать потенциальные возможности диодной накачки с точки зрения формирования различных поперечных распределений коэффициента усиления в активном элементе при обеспечении максимальной эффективности поглощения излучения накачки.
В настоящее время на коммерческом рынке предлагаются квантроны с поперечной диодной накачкой в качестве законченного продукта для его последующего встраивания в лазеры. В первую очередь среди производителей квантронов следует отметить ряд американских компаний (Cutting Edge Optronics, Coherent и пр.), а также ряд к итайских компаний (Beijing GK Laser Technology Co. и пр.). Эти компании осуществляют крупносерийное производство квантронов и их поставку по всему миру. Среди российских производителей квантроны предлагают НИИ ЭФА им. Д.В. Ефремова, РФЯЦ– ВНИИТФ им. акад. Е.И. Забабахина, ООО «Новые энергетические технологии». Стоит отметить, что российские производители в первую очередь производят квантроны для собственных нужд и в единичных количествах.
Разнообразие областей применения лазеров выдвигает самые различные требования к распределению коэффициента усиления. Однако, согласно техническим спецификациям, в своих квантронах все производители предлагают только плоское распределение. Среди серийных образцов квантроны с другими распределениями поглощенного излучения не представлены. Не говоря о том, что не представлены квантроны, позволяющие в широких пределах изменять распределение при сохранении высокой эффективности. Сюда стоит добавить, что зачастую реальные характеристики квантронов отличаются от заявленных в рекламных проспектах. В связи с этим большой интерес представляют научные публикации, в которых представлены результаты, полученные на серийных квантронах.
В большинстве открытых публикаций, рассматривающих квантроны с поперечной диодной накачкой, приводятся результаты экспериментального исследования лазеров с использованием представленных квантронов, и, как правило, не приводятся результаты исследований собственно квантронов. Именно по этой причине в данном обзоре конструкции квантро-нов и схемы накачки сравниваются по выходным параметрами лазерного излучения (мощность, КПД, расходимость, оптическая сила тепловой линзы и пр.).
В большинстве оптических схем поперечной диодной накачки цилиндрический активный элемент помещается в прозрачную трубку с хладагентом, по периметру которого на некотором расстоянии размещаются диодные источники накачки. Вокруг трубки с активным элементом располагается диффузный или зеркальный отражатель, в котором располагаются окна для подвода излучения накачки к активному элементу. Подвод излучения накачки осуществляется как с использованием вспомогательных оптических систем (цилиндрические линзы, оптические волокна, тонкие пластины, фокусаторы и пр.), так и без их использования (прямой ввод).
Простой и компактной, но, тем не менее, эффективной реализацией поперечной схемы накачки цилиндрического активного элемента является схема с использованием цилиндрического диффузного отражателя и непосредственным подводом излучения [5–22] (Рис. 1.1). Отражатель собирается Рис. 1.1. Квантрон с диффузным отражателем из нескольких сегментов материала с диффузным покрытием (оксидная керамика и пр.). Излучение накачки вводится в полость отражателя через узкие входные окна, размер которых определяется излучающей апертурой диодных источников накачки без помощи какой-либо вспомогательной оптики. Входные окна представляют собой воздушные зазоры между частями диффузного материала. Излучающая апертура располагается в непосредственной близости к входным окнам. Их количество по периметру активного элемента обычно составляет нечетное количество, чтобы напротив источников размещался сегмент отражающего покрытия для увеличения эффективности поглощения излучения накачки. Отсутствие вспомогательной оптики для подвода излучения позволяет избавиться от дополнительных потерь на отражение и поглощение. Внутри отражателя помещается активный элемент с прозрачной трубкой, обеспечивающей охлаждение активного элемента, на которую наносится просветляющее покрытие на длине волны накачки. Прозрачная трубка также играет роль цилиндрической линзы, формирующей распределение поглощенного излучения в активном элементе. Иногда диффузное отражающее покрытие наносится непосредственно на внешнюю поверхность трубки системы охлаждения [22].
Описание поперечных распределений коэффициента усиления в цилиндрическом активном элементе
Проведенный подробный анализ текущих разработок в области квантронов с поперечной диодной накачкой позволил определиться с универсальной оптической схемой поперечной диодной накачки цилиндрического активного элемента на базе схемы с непосредственным подводом излучения (рис. 2.1). Основными оптическими элементами ее являются активный элемент, прозрачная трубка, отражатель и набор диодных источников накачки, размещенных вокруг активного элемента. Практически все проанализированные схемы с поперечной диодной накачкой с осевой симметрией с теми или иными допущениями можно свести к такой схеме. Результаты теоретических исследований, полученных с ее использованием, можно перенести на большинство других оптических схем.
Большим преимуществом выбранной схемы является отсутствие в ее составе сложной и дорогостоящей оптики (микролинзы, фокусаторы и пр.). Конструкция квантрона, выполненная по этой схеме, будет простой в сборке и юстировке. Данная схема позволяет варьировать все основные свои параметры, а это позволяет провести широкий спектр экспериментальных исследований при минимальных финансовых и временных затратах. И самое главное, выбранная оптическая схема поперечной диодной накачки имеет все предпосылки, чтобы создать на ее базе квантрон, позволяющий в широких пределах изменять распределение поглощенного излучения накачки и, соответственно, коэффициента усиления в активном элементе и обеспечить при этом высокую его эффективность.
Каждый узел квантрона имеет ряд основных параметров, которые используются в разрабатываемой математической модели поперечной диодной накачки. 1. Активный элемент
Основной характеристикой активного элемента является спектр поглощения излучения оптической накачки, зависящей от используемых материалов матрицы и активатора. Аналитически он может быть описан как суперпозиция «лоренцевых» функций с центральной длиной волны и шириной спектра, соответствующих имеющих место для данной активной среды вынужденных переходов [1]. Эту зависимость удобно определять для сечения поглощения: (т(А) = —-4 7- (2.1) где at - сечение поглощения линии, ЛІ - центральная длина волны спектра поглощения линии, АЛІ - ширина спектра поглощения линии.
Коэффициент поглощения активного элемента определяется его сечением поглощения и концентрацией активатора (на единицу объема или в относительном процентном содержании). Этот параметр определяет, как эффективность поглощения излучения накачки, так и распределение коэффициента усиления в активном элементе.
Активный элемент также характеризуется диаметром, а также степенью матировки его цилиндрической поверхности. Матировка описывается шероховатостью поверхности, которая определяет ширину индикатрисы рассеяния излучения. Этот вопрос более подробно будет рассмотрен в разделе 2.2. Матировка позволяет добиться более равномерного и однородного распределения поглощенного излучения накачки в активном элементе из-за рассеяния излучения накачки на границе активного элемента. Кроме того, матировка подавляет генерацию паразитных «мод шепчущей галереи», которые в режиме модуляции добротности «съедают» значительную долю коэффициента усиления в активном элементе. Использование активных элементов большой длины приводит к уменьшению коэффициента усиления как от продольной усиленной люминесценции, так и потока этого излучения при полном внутреннем отражении от внешней матированной поверхности активного элемента. В этом случае матировка аналогично позволяет существенно снизить влияние этого процесса.
Также необходимо упомянуть про такой параметр активного элемента, как поперечный профиль легирования активатором. Такое «профилирование» концентрации активатора позволяет существенно ослабить усиленную люминесценцию и термооптические эффекты в активном элементе, дифракцию на краях активного элемента [57, 77]. 2. Прозрачная трубка
Прозрачная трубка используется для переноса излучения накачки от источника накачки к активному элементу, при этом она фокусирует излучение и формирует ход распространения излучения накачки через активный элемент. В оптической схеме квантрона она играет роль цилиндрической линзы. Основными ее параметрами являются диаметры внешней и внутренней цилиндрических поверхностей, а также показатель преломления материала трубки.
Также трубка является элементом системы жидкостного охлаждения активного элемента. В оптической схеме квантрона охлаждающая жидкость является иммерсионной средой в промежутке между трубкой и активным элементом. Показатель преломления охлаждающей жидкости определяет френелевские потери на границах раздела сред.
Исследование параметров диодных источников накачки
Для квантрона с определенной конструкцией единственный способ управления распределением коэффициента усиления в активном элементе -это изменение спектра излучения источников накачки за счет изменения их рабочей температуры. Это позволяет изменять центральную длину волны излучения накачки и, как следствие, коэффициент поглощения излучения в активном элементе (величина Invi). Одно из требований при решении поставленной задачи - обеспечить высокую эффективность квантрона во всем диапазоне изменения распределения коэффициента усиления и, соответственно, во всем диапазоне изменения температуры. Как показал анализ публикаций по квантронам с поперечной диодной накачкой, «высокая эффективность» соответствует значениям эффективности квантрона ц 75 %.
Анализ температурной зависимости эффективности квантрона необходимо проводить для каждой активной среды индивидуально. Это связано с тем, что форма спектра поглощения у различных активных элементов может сильно различаться (Рис. 2.5). В качестве рассматриваемых параметров в этом анализе выступают: - центральная длина волны накачки - ко; - ширины спектра излучения накачки - А к; - концентрация активатора в активной среде - Саэ. Процесс оптимизации сводится к подбору оптимальных соотношений перечисленных параметров, при которых достигается высокая эффективность квантрона в необходимом температурном диапазоне AT, для заданного параметра Invi и диапазона параметров Inv2. Температурный диапазон определяется относительно температуры То, соответствующей центральной длине волны накачки ко, симметрично в обе стороны ±АТ/2.
Активные элементы с большей концентрацией активатора позволяют в больших пределах варьировать распределением коэффициента усиления при изменении рабочей температуры. Однако максимальная концентрация активатора ограничена предельно допустимым значением параметра Inv2 4 в диапазоне изменения рабочей температуры. Это связано с тем, что при больших значениях параметра Inv2 реализуются сильно вогнутые распределения коэффициента усиления, что приводит к существенному падению эффективности лазерной генерации. Так для активного элемента Nd3+:YAG концентрация активатора выбирается, исходя из выполнения условия Inv2 4 на длине волны максимального поглощения 808,6 нм (Рис. 2.20). В данном случае оптимальная величина концентрации активатора составляет Саэ = 1,1 %. В этом случае возможно реализовать максимальное изменение поперечного распределения коэффициента усиления.
Проведем расчеты ширины температурного диапазона, на котором эффективность квантрона изменяется не более чем на 5 %, при различных соотношениях центральной длины волны накачки и ширины спектра излучения. Расчеты производятся для активного элемента Nd3+:YAG диаметром 6,3 мм и с концентрацией активатора 1,1 %.
На Рис. 2.24 приведены зависимости ширины температурного диапазона, на котором эффективность квантрона изменяется не более чем на 5 %, от центральной длины волны накачки при различных ширинах спектра излучения. На графике также приведена зависимость соответствующей эффективности поглощения излучения накачки. Результаты расчетов показывают, что для достижения максимальной ширины температурного диапазона необходимо отстраиваться по длине волны от максимума поглощения (808,6 нм) и увеличивать ширину спектра излучения. Однако с отстройкой от максимума поглощения падает эффективность квантрона. Поэтому выбор оптимальной центральной длины волны накачки – компромисс между шириной температурного диапазона и эффективностью квантрона. Для данного расчета оптимальная длина волны составляет 806,5 нм.
На Рис. 2.25 приведена зависимости ширины температурного диапазона, на котором эффективность квантрона изменяется не более чем на 5 %, от ширины спектра излучения при длине волны накачки 806,5 нм. На графике также приведена зависимость соответствующей эффективности квантрона. Результаты расчетов показывают, что для выбранной активной среды ширина спектра должна быть как минимум min = 2–2,5 нм. Верхняя граница оптимальных значений ширины спектра будет также определяться падением эффективности квантрона и составляет примерно max = 5 нм.
Рис. 2.25. Зависимость ширины температурного диапазона, на котором эффективность квантрона изменяется не более чем на 5 %, от ширины спектра излучения при центральной длине волны накачки 806,5 нм Таким образом, алгоритм определения оптимальных спектральных параметров квантрона для достижения максимальной ширины температурного диапазона, на котором сохраняется высокая эффективность квантрона, состоит из следующих шагов: 1. Выбор активного элемента по форме спектра поглощения; 2. Выбор концентрации активатора из условия Inv2 4 на длине волны максимального поглощения в диапазоне температурной перестройки; 3. Анализ зависимостей от длины волны накачки и выбор ее оптимального значения. 4. Анализ зависимостей от ширины спектра излучения и выбор ее оптимального значения. Анализ показал, что на базе активной среды Nd3+:YAG можно добиться стабилизации эффективности квантрона (изменение менее 5 %) в температурном диапазоне до 50 С при сохранении высокой эффективности квантрона (более 70 %). Это достигается при следующих значениях параметров: Саэ = 1,1 %; h = 806,5 нм; АХ = 2,5 нм. Это создает хорошие предпосылки для создания квантрона, имеющего высокую эффективность во всем диапазоне изменения распределения коэффициента усиления.
В зависимости от уровня выходной энергии лазера выставляются требования для диаметра активного элемента. Как было показано в разделе 2.5 для заданных поперечного распределения коэффициента усиления и эффективности квантрона оптимальные значения инвариантов позволяет рассчитать оптимальные оптические характеристики квантрона для различных диаметров активного элемента. Это позволяет описать двумя инвариантами весь типоряд квантронов с одинаковыми выходными параметрами.
Исследование зависимости расходимости лазерного излучения от распределения коэффициента усиления в активном элементе
Квантрон является основной частью твердотельного лазера. Такие выходные параметры квантрона, как его эффективность и распределение коэффициента усиления в активном элементе в большой степени определяют энергетические и временные параметры выходного лазерного излучения. Связь между эффективностью ТТЛ и эффективностью квантрона однозначна: чем больше одна величина, тем больше и другая. В это же время характер связи между энергетическими пространственными характеристиками и распределением коэффициента усиления в активном элементе не так неоднозначен. Это требует экспериментального исследования зависимости энергетических и пространственных характеристик генерируемого лазерного излучения от поперечного распределения коэффициента усиления в активном элементе.
Следующим шагом является комплексное теоретическое исследование зависимостей характеристик лазерного излучения от поперечного распределения коэффициента усиления для различных конфигураций резонатора и режимов работы лазера. Однако эта задача является предметом отдельного объемного исследования и выходит за пределы темы данной диссертации.
Стоит затронуть практический аспект данных исследований. Ряд прикладных задач, таких как локация, дальнометрия, целеуказание, требуют в реальном масштабе времени изменять расходимость лазерного излучения. В современной лазерной технике эта задача решается, как правило, за счет использования внешних переменных объективов или использования внутри резонатора подвижных оптических элементов или адаптивной оптики. Такие решения приводят к усложнению конструкции и увеличению габаритов устройства, а также существенному удорожанию. Квантроны с поперечной диодной накачкой открыли возможность реализовать в ТТЛ альтернативный способ перестройки расходимости лазерного излучения без использования какой-либо подвижной оптики – только за счет изменения распределения коэффициента усиления в активном элементе. При этом существуют все предпосылки того, что удастся обеспечить высокую эффективность лазерной генерации во всем диапазоне изменения расходимости. Аналоги по добных лазеров в настоящее время отсутствуют.
Экспериментальные исследования разработанного квантрона в составе импульсного ТТЛ проводились в различных режимах генерации: свободной генерации (СГ), активной (АМД) и пассивной (ПМД) модуляции добротности. На Рис. 4.1 приведен фотография экспериментального стенда с макетом ТТЛ, с помощью которого были проведены следующие экспериментальные исследования: 1. Исследования зависимости расходимости лазерного излучения от распределения коэффициента усиления в активном элементе; 2. Исследование зависимости выходной энергии лазерного излучения от распределения коэффициента усиления в активном элементе. 119 Во всех режимах генерации использовался разработанный квантрон, конструкция которого описана в разделе 3.1. В квантроне использовался активный элемент Nd3+:YAG размером 06,3x100 мм с концентрацией активатора 1,1 %. По экспериментальным оценкам эффективность квантрона составила ц 75 %, а диапазон изменения параметра перепада «центр-край» составила д = 0,6-1,4 в температурном диапазоне AT = 20 С. Длина волны излучения накачки при нулевой отстройке температуры составляла 806,5 нм. Нулевая отстройка температуры соответствовала режиму накачки, при которой достигался максимум эффективности лазера в режиме СГ.
Основной пространственной характеристикой лазерного излучения является его расходимость. Расходимость лазерного излучения определяется его поперечным модовым составом. Очевидно, что для обеспечения максимального диапазона изменения расходимости лазерного излучения, необходимо обеспечить условия выхода в генерацию максимального числа поперечных мод. Для этого, как показали дальнейшие эксперименты, число Френеля лазерного резонатора должно как минимум удовлетворять соотношению Nфр 100. При заданном диаметре активного элемента это обеспечивается минимально возможной длиной резонатора. Конфигурация резонатора должна обеспечивать как можно меньшие потери для высших мод, но при этом должна сохраняться высокий КПД лазерной генерации. В связи с этим измерения проводились с использованием плоскопараллельного резонатора с минимально возможным расстоянием между зеркал. Возникающая слабая тепловая линза в активном элементе позволяла работать на границе устойчивости резонатора.
Также для максимизации диапазона изменения расходимости необходимо осуществлять генерацию при небольшом превышении над порогом ге 120 нерации. В этом случае обеспечиваются более равные условия для генерации низших и высших мод. В связи с этим измерения проводились при небольших энергиях накачки.
Третьим условием для максимизации диапазона изменения расходимости является минимальная оптическая сила термонаведенной линзы в активном элементе. Величина ее оптической силы сильно влияет на генерируемый модовый состав. В импульсных лазерах она определяется средней мощностью накачки и, соответственно, частотой следования импульсов. Из-за этого основные измерения проводились при частоте 5 Гц, когда влияние термонаведенной линзы незначительно.
В исследованиях во всех режимах изменяемым параметром квантрона являлась его рабочая температура, позволяющая изменять длину волны узлов накачки. Измерения проводились в температурном диапазоне AT = -8…+12 С, что позволило исследовать расходимость лазерного излучения для всех возможных распределений коэффициента усиления.
Для экспериментальных измерений в режиме СГ использовался резонатор, образованный двумя плоскими зеркалами с расстоянием между ними Lрез = 23 см (Рис. 4.2). Коэффициент отражения выходного зеркала был близок к оптимальному значению Явых = 60 %. Число Френеля для используемого резонатора равно Ыфр 180. В этом случае дифракционные потери в резонаторе даже для мод высокого порядка составляют менее Ддифр 0,5 %. Длительности импульса накачки составило гнак = 200 мкс при частоте следования импульсов F = 5 Гц.
Для режима СГ на Рис. 4.3 приведены измеренные зависимости расходимости излучения при различных частотах следования и соответствующего ей распределения коэффициента усиления от температуры. На Рис. 4.4 представлены соответствующие распределения интенсивности лазерного пучка в дальней зоне при различной температуре. Измерения проводились при Енак = 600 мДж.