Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Обзор литературы
1.1. Твердотельные лазеры с длинным резонатором 9
1.2. Методы получения длинного цуга импульсов 18
1.3. Теория активной синхронизации мод 22
ГЛАВА II. Устойчивость резонатора внутри, которого находится оптическая линия задержка
2.1. Устойчивость резонатора с оптической линией задержки 28
2.2. Расчет областей устойчивости с ОЛЗ 32
2.3. Выводы к главе II 37
ГЛАВА III. Эксперимент
3.1. Экспериментальная установка 38
3.2. Экспериментальные результаты 42
3.3. Численный анализ работы лазера с отрицательной обратной связью 45
3.4. Активная синхронизация мод в лазере с резонатором большой оптической длины 49
ГЛАВА IV. Активно-пассивная синхронизация мод лазера с резонатором большой оптической длины
4.1. Активная синхронизация мод твердотельного лазера с помощью модулятора на регулярных доменных структурах 57
4.2. Исследование оптического пробоя жидкости стробоскопическим методом с помощью лазера с длинным резонатором 61
Заключение 68
Список литературы
- Методы получения длинного цуга импульсов
- Расчет областей устойчивости с ОЛЗ
- Численный анализ работы лазера с отрицательной обратной связью
- Исследование оптического пробоя жидкости стробоскопическим методом с помощью лазера с длинным резонатором
Введение к работе
Актуальность проблемы
Практика применения коротких (0.1-5 не) импульсов (КИ) света для решения задач нелинейной оптики и спектроскопии, диагностики плазмы, изучения кинетики сверхбыстрых процессов в химии и биологии предъявляет высокие требования к параметрам генерируемых КИ, стабильности и воспроизводимости их энергетических, временных и спектральных характеристик. Для изучения нестационарных объектов и явлений часто требуется надежная временная синхронизация лазеров, генерирующих КИ, с исследуемыми процессами и с другими приборами. Широкое использование таких лазеров в различных областях науки и техники предопределяет необходимость создания источников КИ с управляемыми параметрами излучения, которые позволяют адаптировать параметры КИ к условиям конкретного эксперимента, повысив его эффективность и информационную емкость. Например, при синхронизации мод временной интервал между световыми импульсами равен времени полного прохода резонатора. В этом случае образуется один световой импульс, который распространяется в резонаторе туда и обратно. Вследствие этого излучение в некоторой точке представляет собой цуг импульсов с интервалами между ними, равными времени полного обхода резонатора. Увеличивая длину резонатора в лазерах, можно регулировать расстояние между отдельными импульсами в цуге.
С другой стороны, в некоторых случаях требуется исследование процесса с большой длительностью и с хорошим (-1 не) временным разрешением. Длинный цуг импульсов находит применение в экспериментах по синхронной накачке и зондированию, в микротехнологии и лечебной медицине. Такой цуг можно получить с помощью непрерывного лазера с синхронизацией мод, а также в импульсных лазерах с контролируемой обратной связью.
Преимущество импульсных лазеров состоит в возможности получения высокой интенсивности отдельных импульсов генерации. Как показывает анализ [1], многим из этих требований удовлетворяет метод активной синхронизации мод (АСМ) твердотельных лазеров с резонатором большой (~ 50-100 м) оптической длины. Использование совместно с АСМ пассивных насыщающихся фильтров (активно-пассивная синхронизация мод (АПСМ)) и отрицательной обратной связи делает получение лазерного излучения с заранее заданными параметрами достаточно контролируемым процессом.
Исследование различных методов генерации длинных цугов коротких импульсов лазерного излучения важно как с практической, так и с научной точек зрения. Реализация этого режима в резонаторах с большой оптической длиной может также помочь в понимании ряда вопросов касающихся АСМ, АПСМ и влияния на них отрицательной обратной связи.
Целью настоящей диссертационной работы являлось:
1 .Создание твердотельного лазера, излучение которого имеет следующие временные параметры: цуг импульсов света общей длительностью около 100 мкс, длительность отдельного импульса 1-5 не, период их следования 0.5-1 мкс.
Исследования временных параметров лазера с длинным резонатором, что включало в себя экспериментальное изучение динамики развития активной синхронизации мод и процесса сокращения пичков генерации при активно-пассивной синхронизации мод.
Исследование динамики генерации такого лазера с длинным резонатором и с отрицательной обратной связью.
Научная и практическая значимость работы.
В работе продемонстрировано:
1, Возможность создания твердотельного лазера с длинным цугом коротких импульсов с определенным периодом их следования, при этом длину цуга и период следования одиночных импульсов в цуге можно регулировать.
2. Созданный лазер применен в качестве подсветки для получения теневой фотографии развития лазерного пробоя в воде [2]. Изображение области пробоя в воде разворачивалось с помощью скоростной камеры СРФ. Малая длительность отдельного пичка подсветки позволила зафиксировать как распространение ударной волны в воде, так и процесс расширения и схлопывания парогазового пузырька, получавшегося в результате пробоя жидкости.
На защиту выносятся следующие положения.
Практическая реализация режима активной синхронизации мод в лазере с длинным резонатором, когда управление осуществляется электрическим сигналом с длительностью, значительно более короткой времени обхода излучением резонатора. Осуществление активной синхронизации мод в лазере с длинным резонатором при помощи модулятора на регулярных доменных структурах.
Получение режима отрицательной обратной связи в импульсных твердотельных лазерах с длинным резонатором и активной синхронизацией мод. Получен почти прямоугольный цуг коротких импульсов с общей длительностью около 100 мкс при длительности отдельного импульса 3 не и периодом их следования 435 не.
Экспериментально исследована зависимость длительности отдельного импульса от его положения в цуге импульсов лазерного излучения с отрицательной обратной связью и с активно-пассивной синхронизацией мод. Осциллограммы импульсов из начала цуга, середины и конца показывают заметное ускорение сокращения длительности отдельного импульса в режиме АПСМ.
Получение теневой фотографии пробоя в жидкости с помощью созданного лазера с длинным резонатором и отрицательной обратной связью.
Апробация работы.
Основные положения и результаты диссертационной работы отражены в публикациях в научных журналах "Квантовая электроника", "Письма в ЖТФ", "Труды ИОФАН",
препринтах ИОФАН и докладывались на V Всесоюзной конференции "Оптика лазеров", а также на научных семинарах отдела ВКИВ Института Общей Физики РАН.
Публикации: По результатам диссертационной работы опубликовано 8 работ (4 статьи, 3 препринта и 1 тезисы доклада).
Личный вклад автора: Все результаты, приведенные в диссертационной работе, получены самим автором, либо при его непосредственном участии.
Структура и объем диссертации: Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы. Объем диссертации составляет 81 страницы машинописного текста, включая 15 рисунков. Список цитированной литературы состоит из 100 наименований.
Краткое содержание диссертации:
Во введении обоснована актуальность выбранной темы диссертации, сформулирована цель работы, отмечены научная новизна, научная и практическая значимость, приведены защищаемые положения и кратко изложено содержание работы по главам.
В первой главе дан обзор работ по исследованию лазеров с длинными резонаторами и обзор литературы ло изучению динамики формирования цуга коротких импульсов от длины резонатора. В этой главе рассмотрены основные режимы генерации твердотельных лазеров. Особое внимание уделено методам получения длинного цуга импульсов. Дан обзор литературы по теории активной синхронизации мод лазера с однородно уширенной линией усиления активной среды.
Вторая глава посвящена теории устойчивости резонаторов, внутри которых находится оптическая линия задержки (ОЛЗ). В этой главе рассмотрены вопросы устойчивости резонатора лазера с оптической линией задержки внутри него и дан обзор литературы по этому вопросу.
Методы получения длинного цуга импульсов
Техника управления временными характеристиками твердотельных лазеров свое дальнейшее развитие получила за счет успешного применения отрицательной обратной связи (ООС). Принцип ООС заключался в уменьшении добротности резонатора при увеличении интенсивности излучения, что позволяет поддерживать, интенсивность импульсов генерации на определенном уровне. Применение отрицательной обратной связи в импульсных лазерах с синхронизацией мод позволило повысить воспроизводимость выходных параметров лазерного излучения [56-72]. Цуги импульсов, полученные с помощью ООС, являются хорошим источником накачки для синхронно накачиваемых лазеров на красителях, для параметрических генераторов света. Существует два метода реализации отрицательной обратной связи — активный и пассивный. Первый из них основан на внешней электрической цепи, содержащей быстрый фотодетектор, усилитель и ячейки Поккельса [58-62]. Пассивная ООС может быть достигнута либо при использовании GaAs [65-67], либо с применением нелинейного зеркала [68-70]. Принцип работы пассивной ООС можно проиллюстрировать на примере GaAs. При помещении пластинки в лазер с пассивной [56] и активно - пассивной [67] синхронизацией мод, происходит изменение динамики генерации, которое заключается в значительном увеличении длительности цуга импульсов. В основе этого лежит явление нелинейного поглощения в кристалле GaAs, которое тем больше, чем больше интенсивность импульса, следовательно, чем больше интенсивность импульса, тем больше внутрирезонаторные потери для этого импульса. На линейном этапе развития синхронизации мод пластинка GaAs практически не влияет на динамику развития генерации. По мере перехода на нелинейный этап генерации импульсы становятся достаточно интенсивными для возбуждения в пластинке свободных носителей в зоне проводимости и валентной зоне через двухфотонное поглощение ДФП) света. При этом происходит не только уменьшение пропускания пластины, но в пластине образуется линза, в соответствии с распределением интенсивности излучения в пластине. Эта линза отрицательна и для определенной геометрии резонатора может привести к дополнительным внутрирезонаторным потерям, которые будут тем больше, чем больше интенсивность импульсов. Следует отметить, что из-за короткого времени жизни свободных носителей в зоне проводимости и валентной зоне GaAs (5 ns), кристалл восстанавливается почти сразу после прохождению луча.
В работе [66] впервые была предложена эффективная схема ООС, где для усиления процесса ограничения выходной мощности диафрагма располагалась на определенном расстоянии от пластинки GaAs. В работе [64] рассматривается теория укорочения импульса и увеличения длины цуга в лазере на неодиме с пассивной синхронизацией мод, где отрицательная обратная связь осуществляется с помощью пластины из GaAs. Показано, что двухфотонный поглотитель GaAs одновременно ограничивает мощность и укорачивает длительность импульса, увеличивая длительность цуга. В работе [67] сообщается о создании стабильного импульсного пикосекундного лазера на алюминате иттрия с активно-пассивной синхронизацией мод и пассивной отрицательной внутрирезонаторной обратной связью на основе кристалла GaAs толщиной 300 мкм. Лазер генерировал цуг из 100 импульсов. Импульсы, генерируемые через 200 не после начала цуга, имели длительность 4,5 пс при энергии 5 мкДж. Отмечается, что параметры генерируемых импульсов, начиная примерно с тридцатого номера, практически не зависят ни от положения в цуге, ни от частоты повторения рабочих циклов лазера. Стабильность генерируемых импульсов по энергии и длительности сравнима со стабильностью непрерывно накачиваемых твердотельных лазеров с активной синхронизацией мод. Другой метод пассивной обратной связи основывается на применении так называемого нелинейного зеркала. Нелинейное зеркало состоит из кристалла удвоения частоты и дихроического зеркала. При определенных фазовых условиях коэффициент отражения системы зеркало плюс нелинейный кристалл увеличивается (уменьшается) с увеличением интенсивности падающего света. Принцип действия этой системы основан на генерации второй гармоники при первом прохождении через кристалл и возвращении второй гармоники обратно в основную при втором прохождении после отражения от зеркала. Это обеспечивается с помощью фазовых условий для двух световых волн на входной части кристалла, которые описываются как где ДФ - разница фаз между фазами Фі и Фг основной и второй гармоники. Нелинейная зависимость коэффициента отражения этой системы приводит к положительной обратной связи, как и в случае насыщенного поглощения, и может быть использована для модуляции добротности лазера [68,69], Нелинейное зеркало может быть настроено так, что коэффициент отражения уменьшается с увеличением интенсивности света или, иными словами, приводит к отрицательной обратной связи. Фазовую разницу можно легко контролировать с помощью простого перемещения нелинейного кристалла по отношению к зеркалу, а также наклоняя стержень из стекла, расположенного между нелинейным кристаллом и зеркалом или с помощью электрооптического кристалла. С помощью введения электрооптического кристалла между зеркалом и нелинейным кристаллом можно эффективно контролировать тип обратной связи (отрицательной или положительной). Таким образом, в этой системе можно получить как положительную, так и отрицательную обратную связь. Его преимущество заключается в простоте, воспроизводимости, широкой области спектрального действия и одновременной генерации ультракоротких световых импульсов на второй гармонике. Станков и др. опубликовали ряд работ [68-70], где использовали нелинейное зеркало для получения пассивной отрицательной обратной связи,
При этом, например, генерировались цуги с общей длительностью свыше 50 мкс при длительности одиночного импульса 50 пс. Длительность цуга ограничивалась только длительностью импульса лампы накачки. Как было сказано выше, существует еще и активный метод получения отрицательной обратной связи. Этот метод основан на применении внешней электрической цепи содержащей быстрый фотодетектор, усилитель и ячейку Поккельса. Здесь необходимо отметить, что временной отклик системы должен соответствовать времени обхода импульсом резонатора. Первая демонстрация активной отрицательной обратной связи была реализована H.Kelleer [62]. В этих экспериментах цуг импульсов лазера на стекле с пассивной синхронизацией мод был увеличен примерно в два раза. В работе [72] при введении электроуправляемой отрицательной обратной связи в лазер на фосфатном стекле с пассивной синхронизацией мод осуществлена стабильная генерация импульсов длительностью 500 - 600 фс. Отрицательная обратная связь обеспечивала высокую воспроизводимость как энергетических, так и временных характеристик импульсов. В работе [63] исследовался лазер с активной отрицательной обратной связью на неодимовом стекле. Был получен цуг импульсов длиной 4.5 мкс, состоящий из 400 импульсов длительностью 1.3 пс при выходной энергии импульса 0.8 мДж. В другом эксперименте [61] с лазерами на Nd:YAG при использовании отрицательной обратной связи генерировался цуг импульсов с длительностью 70 мкс при длительности одиночных импульсов 120 пс.
Расчет областей устойчивости с ОЛЗ
Как следует из предыдущего раздела, важной особенностью резонаторов, внутри которых находится оптическая линия задержки (ОЛЗ), является довольно сложная диаграмма устойчивости, когда чередуются области устойчивости и неустойчивости при увеличении длины резонатора, которая осуществляется за счет увеличения расстояния между зеркалами ОЛЗ. Это обстоятельство очень важно с практической точки зрения, так как при настройке лазера с ОЛЗ внутри резонатора необходимо настроить одновременно и линию задержки, изменяя ее длину и угловое положение зеркал и зеркал лазера так, чтобы весь резонатор (первое зеркало лазера - ОЛЗ - и второе зеркало лазера) находился в области устойчивости. При неустойчивой геометрии резонатора генерацию получить не удастся. Мы рассмотрим такой же резонатор, как показан на рис. 1 и, пользуясь теми же методами, которыми пользовались авторы работы [14], предложим более простой критерий определения области устойчивости, который значительно облегчает настройку лазера с ОЛЗ внутри резонатора. Для этого повторим расчеты проведенные выше. Запишем сначала матрицу передачи для двойного прохода линии задержки Ввиду того, что, в случае на рис. 1 а, внешние зеркала резонатора плоские и резонатор симметричен (см. рис. 1а), сделаем осуществляется за счет увеличения расстояния между зеркалами ОЛЗ. Это обстоятельство очень важно с практической точки зрения, так как при настройке лазера с ОЛЗ внутри резонатора необходимо настроить одновременно и линию задержки, изменяя ее длину и угловое положение зеркал и зеркал лазера так, чтобы весь резонатор (первое зеркало лазера - ОЛЗ - и второе зеркало лазера) находился в области устойчивости. При неустойчивой геометрии резонатора генерацию получить не удастся. Мы рассмотрим такой же резонатор, как показан на рис. 1 и, пользуясь теми же методами, которыми пользовались авторы работы [14], предложим более простой критерий определения области устойчивости, который значительно облегчает настройку лазера с ОЛЗ внутри резонатора. Для этого повторим расчеты проведенные выше. Запишем сначала матрицу передачи для двойного прохода линии задержки Ввиду того, что, в случае на рис. 1 а, внешние зеркала резонатора плоские и резонатор симметричен (см. рис. 1а), сделаем расчет для одного прохода в одну сторону. Подставляя в уравнение (9) выражения через полиномы Чебышева получим Полученная формула (13) допускает геометрическую интерпретацию, что дает возможность достаточно легко определить область устойчивости резонатора, внутри которого находится оптическая линия задержки. Для этого обратим внимание, что в наших условиях угол в имеет простой геометрический смысл: это угол на зеркале Зг (см. рис. 3) между двумя последовательными отражениями луча от него. Это видно из рассмотрения геометрии отражения луча от зеркал ОЛЗ (рис.За). Допустим, что луч, пройдя через отверстие первого зеркала линии задержки, падает на второе зеркало под некоторым углом и после "п" двойных отражений внутри линии задержки выйдет из ОЛЗ. Пусть точка 1 это первое отражение луча от зеркала Ъг после входа луча в ОЛЗ через прорезь в первом зеркале ОЛЗ. Отложим от точки 1 в противоположном направлении (рис. 3 а, указанном стрелкой) угол 914. В результате получим линию 00, которую ниже будем считать линией отсчета углов. Тогда для второй точки отражения, которая соответствует одному полному проходу через ОЛЗ, мы получим угол в + @А,а для и двойных проходов получим угол = «# + %. Для устойчивости необходимо, чтобы cos х\ cos% . Так как, функция COSJC убывает при увеличении х от 0 до пі 2, то cos Ул. " [COSJC[ если J х попадает в заштрихованную область на рис.3 б.
расчет для одного прохода в одну сторону. Подставляя в уравнение (9) выражения через полиномы Чебышева получим Полученная формула (13) допускает геометрическую интерпретацию, что дает возможность достаточно легко определить область устойчивости резонатора, внутри которого находится оптическая линия задержки. Для этого обратим внимание, что в наших условиях угол в имеет простой геометрический смысл: это угол на зеркале Зг (см. рис. 3) между двумя последовательными отражениями луча от него. Это видно из рассмотрения геометрии отражения луча от зеркал ОЛЗ (рис.За). Допустим, что луч, пройдя через отверстие первого зеркала линии задержки, падает на второе зеркало под некоторым углом и после "п" двойных отражений внутри линии задержки выйдет из ОЛЗ. Пусть точка 1 это первое отражение луча от зеркала Ъг после входа луча в ОЛЗ через прорезь в первом зеркале ОЛЗ. Отложим от точки 1 в противоположном направлении (рис. 3 а, указанном стрелкой) угол 914. В результате получим линию 00, которую ниже будем считать линией отсчета углов. Тогда для второй точки отражения, которая соответствует одному полному проходу через ОЛЗ, мы получим угол в + @А,а для и двойных проходов получим угол = «# + %. Для устойчивости необходимо, чтобы cos х\ cos% . Так как, функция COSJC убывает при увеличении х от 0 до пі 2, то cos Ул. " [COSJC[ если J х попадает в заштрихованную область на рис.3 б.
Таким образом, на рис.3 б не заштрихована область, где cos(n# + у Л cos % , что означает, если вывод луча через зеркало Зг происходит в этой области, то резонатор с ОЛЗ будет устойчив. Таким образом, если вывод луча (последний проход) на зеркале Зг находится в незаштрихованной области, то выполняется условия \є 1 и резонатор будет устойчив. Это дает возможность геометрически интерпретировать устойчивость резонатора с ОЛЗ, а именно, зная место и угол падения луча, мы можем определить место вывода луча из линии задержки так, чтобы резонатор был устойчивым. В данной главе приведен обзор работы [14] и дан свой вариант расчета устойчивости резонатора с ОЛЗ. Предложен простой критерий настройки резонатора, внутри которого находится оптическая линия задержки. Предложенный метод определения областей устойчивости резонатора с ОЛЗ, дает возможность достаточно просто настраивать такой лазер. Направляем входной луч света под определенным углом так, чтобы он пересекал зеркало в определенной точке, после чего испытывает последовательные отражения от каждого из зеркал ОЛЗ так, что его след на зеркалах представляет собой круг. После многократного отражения от зеркал ОЛЗ луч может быть выведен из второго зеркала ОЛЗ так, чтобы весь резонатор, содержащий внутри ОЛЗ, был устойчив.
Численный анализ работы лазера с отрицательной обратной связью
Как показал эксперимент, без применения специальных мер длительность первого пичка переходного процесса может составлять 4-10 мкс, а весь переходной процесс не успевает закончиться за время действия накачки (300 мкс). В принципе, способ увеличения длительности генерации лазера известен - это введение отрицательной обратной связи по выходному сигналу. Для режима активной синхронизации мод (АСМ) и пассивной синхронизации мод (ПАСМ) в настоящей работе этот способ применен впервые [76, 79]. Кстати, этот метод может быть использован также и на стадии формирования излучения в резонаторе. Таким образом, увеличение длительности цуга импульсов, генерируемых импульсными твердотельными лазерами, возможно с использованием отрицательной обратной связи (ООС). При этом ООС, естественно, не должна быть слишком быстрой, т.е. ее постоянная времени должна быть меньше или порядка времени обхода фотоном резонатора. Для того чтобы понять влияние элементов цепи ООС и тех требований, которые должны быть предъявлены к их параметрам, было проведено численное моделирование кинетики генерации импульсного лазера с ООС. При расчете принято, что к началу излучения импульса пички излучения сформированы, и их длительность значительно меньше времени открытого состояния модулятора и времени обхода фотоном резонатора. Изменение энергии в импульсе после прохода через усиливающую среду рассчитывалось с помощью уравнения Франца - Нодвика [89]. Зависимость формы импульса накачки лазера от времени принималась в виде прямоугольной ступени, т.е. мощность накачки считалась постоянной после ее включения. Основные данные, которые использовались в расчетах: Т = 0.5 мкс, время жизни верхнего лазерного уровня 200 мс, потери излучения при полном обходе резонатора 0,7. Пропускание затвора выбрано в виде: Т = cos2 [к (UCM - U)/2UW4 + Г X] где Ux/4 - четвертьволновое напряжение затвора (250 В), UCM - напряжение смещения (150 В), U - амплитуда импульсов управления (50 В), X - плотность энергии излучения в импульсе генерации, нормированная на плотность энергии насыщения активной среды, Г - параметр обратной связи. Величина Г определяется экспериментальными условиями, в частности, чувствительностью фотодиода, коэффициентом ослабления стоящих перед ним фильтров и коэффициентом усиления усилителя. Характер переходного процесса генерации после включения накачки существенным образом определяется глубиной ООС. Это обстоятельство хорошо видно из рис. 10, на котором приведены расчетные зависимости кинетики генерации при разных значениях Г. С ростом Г осуществляется постоянный переход от хорошо известного пичкового режима излучения (Г=0) к режиму квазинепрерывной генерации (Г=600).
Соответствующим образом меняется и величина сигнала ООС. Качественное согласие расчета с экспериментальными данными весьма хорошее. Введение в расчетную модель еще одного варьирующего параметра - X, эквивалентного порогу включения обратной связи, дает возможность учесть нелинейные эффекты в цепи ООС. Изменение X позволяет моделировать попадание в линейную область работы фотодиода (датчик сигнала ООС). На рис. 10 приведены результаты моделирования для различных значений Г и X. Обратим внимание, что в использованной модели ООС осуществляется по энергии в отдельном пичке генерации. В этом случае наблюдаемый в эксперименте вид огибающей импульса излучения может зависеть от разрешения тракта регистрации. При этом, если излучения в резонаторе; Um\a -минимальная амплитуда сигнала управления в цепи ООС. амплитуда регистрируемого сигнала пропорциональна энергии в пичке, то на экране осциллографа следует ожидать картины, подобные изображенным на рис. 10. Если же регистрируется интенсивность, то огибающая импульса генерации может иметь вид отличный от изображенного. Такое произойдет, когда в процессе излучения будет меняться длительность пичков, что при постоянстве их энергии, найдет отражение в изменении их интенсивности. Для решения задачи, поставленной перед нами, начнем с динамики развития процесса активной синхронизации мод для лазеров с большой оптической длиной. Минимальная длительность импульса XQ В режиме АС мод, как известно, зависит от времени открывания затвора [36,40] и для гауссового контура линии усиления имеет вид Здесь: Ды - полная ширина линии усиления активной среды лазера на половине высоты, g - экспоненциальный насыщенный коэффициент усиления при полном обходе резонатора. Пропускание модулятора по полю (не по интенсивности) выбрано в виде expt-fl V/ZTo). Крутизна модуляционной функции ЭОМ описывается выражением [76,79] Значения а2 и А" из (2) связаны линейным образом: 2a2TQ = со2К. В нестационарном случае - для импульсных лазеров - значение то за время действия накачки может и не достигаться. Чтобы приблизится к нему необходимо, по крайне мере, время to =ТМ, где Т время обхода резонатора излучением, М-число проходов по резонатору, при которых излучение взаимодействует с модулятором [40]: Оценим То, М и to для нашего случая. Если модуляция осуществляется с помощью традиционной схемы, когда управление происходит на частоте v = 1/27 гармоническим сигналом, а модулятор расположен на одном из зеркал резонатора то а = пг і v8 -Г и для Т=0,5 мкс будет a = 7-106с"1. При ACD = 3-1013 Гц [80], считая g=l,ra (1) и (3) получим: То 0,12 не, М = 1.85 -106 (f=0.9 с). Поскольку в нашем случае необходимы пички с длительностью т= 3-г5 не, то в действительности достаточным оказывается время развития генерации [40] равное Подстановка в (4) вышеприведенных значений дает /=550 мкс. Это время сравнимо с характерным временем действия ламповой накачки импульсных лазеров, поэтому достижимость длительности пичков генерации в диапазоне 3-=-5 не в лазере на неодимовом стекле с большой оптической длиной резонатора в традиционной схеме АСМ является непростой задачей. Поэтому необходимо использование методов, уменьшающих время формирования длительности импульсов излучения. В нашем случае был применен управляющий сигнал модулятором, который представлял собой периодическую последовательность коротких импульсов с периодом следования равным времени обхода светом резонатора. При этом длительность импульса была значительно короче периода следования пичков. АПСМ, т.е. введение в резонатор лазера с АСМ пассивного просветляющегося затвора [52], также должно приводить к уменьшению времени сокращения длительности пичков,
Исследование оптического пробоя жидкости стробоскопическим методом с помощью лазера с длинным резонатором
Созданный нами лазер с большой длиной резонатора, АСМ и отрицательной обратной связью был применен в теневой кадровой скоростной фоторегистрации оптического пробоя в жидкостях. Впервые описание явлений, происходящих при фокусировке мощного лазерного излучения в жидкость, дано в работе Аскаряна и др. [90]. С тех пор интерес к явлению оптического пробоя в жидкостях проявлялся специалистами разных областей физики, механики, акустики, медицины и биологии. И, хотя к настоящему времени проведено большое количество исследований, даже такая существенная стадия явления, как образование и динамика развития парогазовой каверны [91 - 93], изучена недостаточно. Наиболее удобным способом получения информации об указанной стадии пробоя, использовавшимся целым рядом исследователей, является метод теневой кадровой скоростной фоторегистрации. При этом, поскольку каверна существует до нескольких сот микросекунд, детальное изучение ее динамики наталкивается на значительные трудности. Например, при использовании скоростных фоторегистраторов, работающих в кадровом режиме, ограничения возникают либо из-за большой длительности кадра в случае механических, либо из-за их малого числа в случае электрооптических систем. В режиме же линейной развертки, если не отказываться от наблюдения явления в его полном объеме, для стробоскопической регистрации необходимы специальные источники подсветки, обладающие одновременно высокой яркостью и способностью излучать короткие импульсы в течение длительного (до 100 мкс и более) времени и с высокой скважностью. Таким источником является описанный выше лазер. Впервые возможность применения таких лазеров для стробоскопической кадровой регистрации несамосветящихся объектов была продемонстрирована в [94]. В данной работе исследовался оптический пробой в воде, для создания которого применялся отдельный лазер на неодиме. Схема исследования пробоя в жидкости приведена на рис. 14. Теневая кадровая стробоскопическая регистрация осуществлялась камерой ВФУ-1, работающей в режиме линейной развертки при скорости 40 тыс. об./мин. Частота следования и длительность кадров определялась параметрами подсветки, для которой использовался лазер, изображенный на рис. 4. Приведем параметры импульсов подсветки; длительность отдельного импульса (длительность кадра регистрации) 3-5 не, период следования 430 не (т.е частота кадров более 2 МГц), полная длительность цуга импульсов до 100 мкс (для обеспечения столь большой длительности цуга коротких импульсов в схеме управления активной синхронизации мод была введена отрицательная обратная связь).
Для удобства наблюдения и фотографической регистрации излучение лазера подсветки было преобразовано в излучение второй гармоники 0.53 мкм. Осциллограмма импульсов подсветки приведена на рис.14. Синхронизация работы обоих лазеров производилась от пульта управления камеры ВФУ-1. Оптическая схема эксперимента показана на рисЛ4. Излучение, инициирующее пробой (1), направлялось в кювету с водой (4) с помощью призмы (2) и фокусировалось линзой (3) (F=2.5 см), оптическая ось которой располагалась вертикально. Последним достигалось согласование ориентации оси пробоя, отображаемого с увеличением линзой (6), и входной щели (7) камеры ВФУ-1. Излучение лазера подсветки (5) через кювету с жидкостью направлялось по оси линзы (6). Ширина выходной щели (7) определяла размер кадра регистрации в направлении развертки камеры. В наших экспериментах энергии излучения лазера 14 мДж, как правило, было недостаточно для создания устойчивого пробоя в чистых жидкостях. Как единичные, так и множественные пробои возникали лишь при наличии загрязнения вещества в кювете. Протяженность области пробоев и разброс их положения вдоль оси фокусирующей линзы, несмотря на принятые меры по укорочению каустики (использование короткофокусной линзы и увеличение диаметра лазерного пучка), удалось снизить только примерно до 1 мм. Поскольку в экспериментах образование пробоя было однозначно связано с его инициированием на взвешенных в жидкости примесях ("тепловой взрыв"), размеры которых и статистика появления в каустике лазерного пучка неуправляемы, наблюдение одиночных пробоев позволило получить лишь ограниченную информацию. При этом не было обнаружено корреляции между максимальными размерами образующейся парогазовой каверны и энергией лазерного излучения, инициирующего пробой, что естественно при случайных размерах частиц примеси и малости их размера по сравнению с диаметром каустики. Степень сферичности каверны при одиночных пробоях на всех стадиях (при расширении и схлопывании) бьша высокой. Динамика осцилляции в целом следует формуле Виллиса [95], Оцененная скорость фронта ударной волны, сопровождающей образование пробоя, превышает скорость звука в невозмущенной среде в среднем в 1.5 - 2 раза, что соответствует давлению во фронте до 7 - 15 кБар. Надежных измерений скорости ударной волны, сопровождающей схлопывание каверны, провести не удалось. Наиболее часто в экспериментах наблюдались случаи множественного пробоя, фрагмент теневой фоторегистрограммы одного из которых приведен на рис. 15. На рисунке показана только начальная стадия развития каверны (26 кадров, разделенных светлыми зонами, отвечающими областям перекрытия кадров). Видны четыре области свечения
