Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Параметрическое преобразование излучения в комбинационно-активных средах и на плазме оптического пробоя (литературный обзор) 5
1.1 Параметрические процессы 5
1.2 Комбинационно-параметрические процессы 7
1.3 Параметрическое преобразование лазерного излучения в плазме оптического пробоя 14
1.4 Цель, научная новизна, практическая ценность исследований и защищаемые положения по диссертации 18
1.5 Список работ автора 21
Глава 2. Комбинационно-параметрические антистоксовы лазеры 25
2.1 Расчет генерации антистоксова излучения в комбинационно-параметрическом усилителе 27
2.2 Экспериментальное исследование генерации антистоксова излучения в комбинационно-параметрическом усилителе 34
2.3 Расчет комбинационно-параметрической генерации в резонаторе 40
2.4 Комбинационно-параметрический антистоксов лазер 42
2.5 ВКР-компрессия световых импульсов без частотного сдвига 50
Глава 3. Многочастотные комбинационно-параметрические лазеры 58
3.1 Основные особенности многочастотного комбинационно-параметрического взаимодействия 59
3.2 Максимальное число компонент и эффективность преобразования 61
3.3 Параметрическая генерация высших компонент в нестационарном режиме 69
3.4 Влияние рассеянного излучения на процесс многочастотной комбинационно-параметрической генерации 76
3.5 Схемы генерации мощного широкополосного излучения на основе вращательного ВКР в азоте 78
3.6 Влияние дифракции световых пучков на процесс многочастотной комбинационно-параметрической генерации 84
3.7 Экспериментальное исследование комбинационно-параметрической генерации в сфокусированных пучках 86
3.8 Экспериментальное исследование комбинационно-параметрической генерации в коллимированных пучках 93
3.9 Комбинационный лазер на вращательных уровнях водорода с кольцевым резонатором 101
Глава 4. Генерация разностной частоты при воздействии лазерного излучения на заряженную металлическую мишень 109
4.1 Методика получения мощных двухчастотных лазерных пучков 110
4.2 Оптическая схема мощного двухчастотного лазера 112
4.3 Схема регистрации токов в системе плазма-мишень и их физическая природа 116
4.4 Механизмы расширения проводящей области 119
4.5 Генерация токов на разностной частоте двух световых волн (экспериментальные результаты) 122
4.6 Мощный пикосекундный неодимовый лазер с генераторами гармоник 128
4.7 Методика измерения токовых импульсов 130
4.8 Генерация импульсов тока при изменении проводимости ионизуемого излучением УФ лазера воздуха 132
Глава 5. Генерация разностной частоты двух световых волн на плазме оптического пробоя 140
5.1 Механизм генерации высокочастотных токов в плазме оптического пробоя 140
5.2 Генерация токов на разностной частоте двух световых волн (эксперимент) 145
5.3 Измерение СВЧ-составляющей термо-ЭДС лазерной плазмы 151
5.4 Преобразование лазерного излучения в СВЧ излучение 156
5.5 Резонансное возбуждение полуволнового вибратора 159
5.6 Передача наносекундных СВЧ импульсов по волноводу, созданному в атмосфере излучением УФ лазера 163
Глава 6. Ионизация воздуха УФ излучением 168
6.1 Методика измерений ионизации воздуха излучением лазерной плазмы 169
6.2 Ионизация воздуха излучением лазерной плазмы 176
6.3 Экспериментальная установка и методика измерений (многофотонная ионизация газов) 185
6.4 Спектральные исследования нелинейной фотоионизации воздуха 193
6.5 Исследование зависимости сечения нелинейной фотоионизации от давления газа 201
Приложение Распространение длинного искрового разряда в воздухе по ионизованному каналу
Заключение 221
Цитируемая литературы 225
- Параметрическое преобразование лазерного излучения в плазме оптического пробоя
- Экспериментальное исследование генерации антистоксова излучения в комбинационно-параметрическом усилителе
- Схемы генерации мощного широкополосного излучения на основе вращательного ВКР в азоте
- Генерация токов на разностной частоте двух световых волн (экспериментальные результаты)
Параметрическое преобразование лазерного излучения в плазме оптического пробоя
Определяющее влияние на комбинационно-параметрические процессы оказывает дисперсия активной среды. Для эффективного протекания комбинационно-праметрических процессов необходимо выполнение условий фазового синхронизма [11]. Для рассматриваемых процессов их можно записать в следующем виде: где &ри k$- волновые векторы накачки и стоксовой волны, соответственно, а k = kpj kp для процесса генерации первой антистоксовой компоненты с волновым вектором ka; k = k$- kc - для процесса генерации второй стоксовой компоненты с волновым вектором Ate и, наконец, k = kp\ - k$\ - для бигармонической накачки (kp\ и Atsi - волновые вектора накачки и стоксовой волн малой мощности).
В средах с нормальной дисперсией (вдали от полос поглощения) условие фазового синхронизма не выполняется для коллинеарных векторов. Возникает волновая расстройка Д = kp ks - k . Условие фазового синхронизма удовлетворяется лишь при распространении накачки и стоксовой волны под определенным углом друг к другу, называемым углом фазового синхронизма 0 [11]. Легко показать, что величины углов синхронизма составляют 0д = (Акд / kskp)0-5 - для генерации первой антистоксовой компоненты и с = (Akc / kskp)0,5 - для второй стоксовой компоненты. При последующей генерации стоксовых и антистоксовых компонент более высокого порядка происходит монотонное увеличение соответствующих углов синхронизма. Следовательно, в результате комбинационно-параметрических процессов стоксовы и антистоксовы компоненты излучаются в виде конусов, симметрично ориентированных относительно оси светового пучка накачки. Это было обнаружено уже в первых экспериментах с использованием лазеров с модулированной добротностью [1].
До сих пор мы рассматривали случай, когда влияние параметрически генерируемых волн на решетку, записываемую в среде накачкой и первой стоксовой компонентой, незначительно. Однако, чаще всего в эксперименте реализуется ситуация с сильной параметрической связью стоксовой и антистоксовой волн. При выполнении условия фазового синхронизма и малого стоксова сдвига уравнение (1.1) записывается в виде [11,76]: Произведение -РА описывает процесс тушения решетки при антистоксовом рассеянии. Отсюда следует, что при монохроматическом возбуждении ВКР одной волной накачки Р, когда начальные амплитуды стоксовой 5 и антистоксовых А волн сравнимы и малы, амплитуда решетки Q также близка к нулю, и процесс ВКР не развивается. Это было подтверждено экспериментально при исследовании углового спектра антисоксова излучения. Наблюдался провал в интенсивности антистоксова излучения при угле фазового синхронизма, а пик интенсивности достигался при небольшой оптимальной отстройке [21-23]. Осуществить процесс эффективной генерации антистоксова излучения при точном фазовом синхронизме, по-видимому, возможно, подавая на вход активной среды мощные волны накачки и первой стоксовой компоненты примерно равной интенсивности под углом фазового синхронизма друг к другу. В соответствии с (1.6) решетка в этом случае будет записываться в активной среде из-за сильного различия амплитуд стоксовой и антистоксовой волны. Однако, такие схемы комбинационно-параметрических лазеров не были исследованы.
Как отмечалось выше, антистоксовы и высшие стоксовы компоненты излучаются в виде конусов из области взаимолействия. Это существенным образом ограничивает область применения таких комбинационных лазеров, так как в ряде приложений требуются гауссовы световые пучки. Поэтому повышенное внимание было привлечено к обнаруженному уже в первых экспериментах [24] явлению излучения антистоксовой компоненты, распространяющемуся по оси пучка накачки. В работах [25-28] было показано, что такое излучение возникает вследствие нелинейного захватывания фаз взаимодействующих волн.
Суть нелинейного захвата фаз заключается в том, что характерная длина параметрического взаимодействия превышает когерентную длину LKor = 2я/Д и определяется масштабом преобразования сильной волны в стоксову компоненту. Качественно данный эффект можно объяснить тем, что устанавливается такое нарастание амплитуды волны, при котором изменение фазовой скорости волны вследствие амплитудной модуляции приводит к выполнению условия фазового синхронизма.
Подробно процессы генерации осевых антистоксовых и второй стоксовой компоненты исследованы в [2,29-32]. Показано, что эффективность таких процессов определяется величиной нормированной волновой расстройки у = A(gZ) 1. Здесь величина (g/)"1 является длиной комбинационного усиления в е раз. Авторы изучали влияние нормированной волновой расстройки на эффективность генерации и пороговые энергии первой и второй стоксовых и первой антистоксовых компонент в сжатом азоте. В согласии с результатами расчетов было экспериментально установлено, что для генерации второй стоксовой компоненты оптимальной является расстройка у = 0,5. При этом пороговые энергии накачки для первой и второй стоксовых компонент различаются не более 10 %, а эффективности преобразования лежат в пределах (20 - 30) %. При уменьшении нормированной волновой расстройки до 0,2 и ниже, что достигалось снижением давления азота в кювете преобразователя, сильная парамерическая связь стоксовых и антистоксовых компонент приводила к многократному росту порога ВКР и повышению эффективности преобразования в антистоксово излучение. Минимально достижимая величина нормированной расстройки, для достижения которой требовалось повышения мощности импульса накачки, определялась порогом оптического пробоя активной среды. Увеличение волновой расстройки до у 1 вело к подавлению комбинационно-параметрических процессов и каскадной генерации стоксовых компонент, при которой порог п-ной стоксовой компоненты приблизительно в п раз больше порога первой. Их расходимости в этом случае значительно превышают дифракционную.
В [32] авторы исследовали процесс генерации первой антистоксовой компоненты в водороде и дейтерии с целью достижения максимальной эффективности преобразования в осевую компоненту. В результате была получена рекордная 6 % эффективность преобразования в первую антистоксову компоненту с энергией 0,15 Дж. Преобразование осуществлялось в схеме с фокусировкой гауссова пучка накачки с энергией 3 Дж в кювету длиной 3 м, заполненную газом при давлении 1атм. Использование длиннофокусной оптики определялось необходимостью снижения интенсивности лазерного излучения в области фокальной перетяжки ниже порога оптического пробоя. При этом длина фокальной перетяжки была много меньше длины оптической кюветы, что требовалось для достижения режима воспроизведения волнового фронта накачки стоксовым излучением [33,34]. Когерентность световых пучков накачки (длина волны 532 нм), первой стоксовой (длина волны 680 нм) и первой антистоксовой компоненты (длина волны 430 нм) была достаточной для записи цветных голограмм.
Экспериментальное исследование генерации антистоксова излучения в комбинационно-параметрическом усилителе
Структура электрических полей лазерной плазмы при оптическом пробое изучалась в [58-60]. Было показано, что при оптическом пробое газа (в отсутствии твердотельной мишени) возникает квадрупольная конфигурация зарядов в плазме, при которой диполи в области переднего и заднего плазменного фронта направлены в противоположные стороны и ориентированы вдоль оси лазерного пучка. В диапазоне интенсивностей (109-1010) Вт/см2 доминирует диполь в области переднего фронта, расположенного ближе к фокусирующей линзе, а при интенсивностях (1012-1013) Вт/см2 - в области заднего фронта. Магнитное поле такой плазмы представляет собой два тора, расположенных вблизи переднего и заднего фронтов с центрами на оптической оси излучения и направленных в противоположные стороны. Оптический пробой вблизи диэлектрической мишени существенно не меняет структуры полей, тогда как в случае проводящей мишени ведет к изчезновению диполя на заднем фронте плазмы. Он замыкается на поверхности проводника. Структура поля определяется лишь диполем на переднем фронте плазмы, что приводит к возрастанию амплитуды поля.
Амплитуда токовых импульсов может быть увеличина также при двухимпульсном воздействии [50]. В [61] найдено оптимальное время задержки (10-20) мкс второго импульса, для которого импульс тока в 10 раз превосходил импульс тока от первого импульса. Аналогичный эффект наблюдался в [62]. Авторы объясняют такое увеличение амплитуды улучшением нагревания мишени вторым импульсом из-за отсутствия экранировки излучения зоной повышенной плотности газа, отодвигаемой от мишени при расширении границы нагретой зоны. Также наличие горячей плазмы обеспечивает кулоновскую компенсацию при прохождении токов. И наконец, уменьшение плотности газа повышает температуру газодинамических процессов для второго импульса.
В [63-65] было обнаружено явление поляризации ореола ионизации световой искры в постоянном электрическом поле, приводящее к протеканию токов смещения во внешней электрической цепи. Поляризация за время т. происходит при вытеснении внешнего электрического поля из объема среды с проводимостью превышающей а т" 1 [66]. Например, для т = 10 не при нормальных условиях это соответствует электронной концентрации ne = 10ю см"3. В [67] изучалось динамика перераспределения заряда при низкопороговом оптическом пробое в воздухе у поверхности заряженной металлической мишени. Было установлено, что при пробое воздуха лазерным излучением потенциал мишени значительно уменьшается. Этот эффект связан с перетеканием заряда с мишени на плазму пробоя. Скачок потенциала на мишени AU при этом определяется формулой: AU = UoCnJI / (Спл+См), где: Uo - начальный потенциал мишени, Спл и См - емкости плазмы и мишени, соответственно. Экспериментально при См = ЗОпФ, плотности энергии излучения импульсного (250 не) СС»2 лазера равной 6 Дж/см2 и плошади пятна облучения 0,5 см2 зарегистрирован скачок потенциала 800 В при атмосферном давлении. Линейная зависимость скачка потенциала и токов в системе плазма-мишень от начального потенциала мишени позволяют увеличивать эффективность преобразования лазерной энергии в электрическую просто повышая потенциал мишени. В данной работе было также показано, что форма импульса тока коррелирует с импульсом свечения плазмы в УФ диапазоне. В зависимости скачка потенциала от давления окружающего мишень газа наблюдался максимум при давлении 30 Торр. Авторы связывают этот максимум с изменением сопротивления переходного слоя плазма-мишень и со срывом режима волны световой детонации [68] при уменьшении давления газа.
Воздействие УФ излучения плазмы на поверхность мишени вызывает электронную эмиссию вследствие фотоэффекта. Такой эмиссионный ток может приводить к генерации электромагнитных полей. Причем генерация электромагнитных импульсов при эмиссии электронов в вакуум является частным случаем более общего случая -генерации импульса при действии лазерного излучения на мишень, находящуюся в остаточном газе. При этом УФ излучение ионизует остаточный газ, что создает возможность замыкания фототока самой мишенью или разнесенными в пространстве проводниками [69,70].
Теоретически генерация электромагнитных полей при эмиссии электронов в вакуум с поверхности металлических мишений под действием УФ излучения плазменного факела исследована в [71]. Показано, что формируемый вследствие фотоэмиссии отрицательный объмный заряд над мишенью вместе с компенсирующим его положительным зарядом на поверхности мишени представляет собой двойной слой с дипольным моментом на единицу площади, который определяется только характерной энергией электронов эмиссии. Авторы отмечают, что изменение энергии электронов эмиссии во времени может приводить к генерации переменного электромагнитного поля. Приведенные оценки показывают, что при характерной энергии электронов эмиссии 5 эВ (энергия УФ квантов излучения плазмы - 10 эВ, работа выхода - 5 эВ) и для размеров пятна УФ облучения 1см в ближней зоне дипольного момента на расстоянии 10 см возникает электрическое поле с напряженностью 0,1 В/см.
Во всех рассмотренных выше механизмах генерации токов и полей в лазерной плазме их амплитуда прямо или косвенно зависит от температуры плазмы, в большинстве случаев от электронной (см. 1.8, 1.9). Температура же определяется плотностью потока энергии лазерного излучения (интенсивностью). Нелинейная зависимость температуры от напряженности поля световой волны открывает возможности осуществления генерации разностной частоты двух световых волн и детектирования огибающей светового импульса. Уже в первых экспериментах со световыми импульсами длительностью 100 не было обнаружено, что при определенных условиях форма импульсов тока достаточно хорошо совпадает с лазерным импульсом [55]. Однако, детального исследования процессов генерации разностных частот на плазме оптического пробоя проведено не было.Поэтому представляется актуальным проведение исследований возможности и механизмов высочастотной модуляции термо-ЭДС, УФ излучения плазмы и установления оптимальных условий и схем генерации разностных частот на плазме оптического пробоя.
Схемы генерации мощного широкополосного излучения на основе вращательного ВКР в азоте
Генерация антистоксова излучения при ВКР в неинвертированной среде осуществляется параметрически. При этом накачка рассеивается в антистоксову волну на решетке диэлектрической проницаемости, записанной в среде при интерференции накачки и стоксова излучения. Для эффективного протекания параметрического процесса требуется выполнения условия фазового синхронизма (1.5). Известно [29], что эффективность взаимодействия зависит от нормированной волновой расстройки у = Ak/glp, где g - коэффициент усиления стоксовой волны в поле накачки с интенсивностью 1р. При уменьшении у инкремент нарастания стоксова излучения падает по сравнению с чисто комбинационным процессом из-за тушения решетки при антистоксовом рассеянии. Именно поэтому в экспериментах по генерации стоксова и антистоксова излучений с уровня спонтанных шумов, когда начальные амплитуды этих волн сравнимы и соответственно близки скорости записи и тушения решетки, наблюдается резкий рост пороговой мощности накачки с уменьшением волновой расстройки. А увеличение мощности (интенсивности) накачки ограничено оптическим пробоем среды. Вследствие этого не удается реализовать достаточно малую волновую расстройку, соответствующую эффективному преобразованию в антистоксово излучение.
Следует также отметить, что при взаимодействии коллинеарных волн (при фокусировке накачки) волновые расстройки для процесса генерации первой антистоксовой компоненты и второй стоксовой примерно одинаковы (рис. 2.1). Это приводит к значительному оттоку энергии накачки в стоксовы волны, снижая эффективность преобразования в антистоксово излучение. Поэтому эффективность преобразование в первую антистоксову компоненту в известных экспериментах составляет несколько процентов (максимально 6% [2]). Кроме того, при фокусировке из-за значительного превышения чисто комбинационного порогового инкремента усиления расходимость преобразованного излучения в несколько раз больше расходимости накачки [32].
При усилении сильной, заранее сформированной, стоксовой волны в условиях комбинационно-параметрического взаимодействия, по-видимому, возможно более эффективное преобразование в антистоксово излучение. В этом случае даже при точном фазовом синхронизме накачкой и стоксовой волной в среде будет записываться решетка диэлектрической проницаемости, так как стоксова волна значительно сильнее антистоксовой. До начала наших работ эксперименты в этом направлении не проводились. Единственно, можно отметить, что аналогичная геометрия возбуждения активной среды двумя волнами используется в схемах когерентной спектроскопии комбинационного рассеяния света (КАРС) [72,73]. Однако в КАРС взаимодействие происходит в заданных полях накачки при низкой эффективности преобразования. Поэтому было необходимо провести экспериментальное и теоретическое исследование процесса генерации антистоксова излучения при резонансном возбуждении комбинационно-активной среды двумя сильными волнами.
В данной главе представлены результаты исследований комбинационно-параметрических лазеров антистоксова излучения с бигармонической накачкой в условиях фазового синхронизма.
Рассмотрим схему, в которой на вход активной среды подаются две волны -накачка и первая стоксова компонента - под углом близким к углу фазового сихронизма процесса генерации первой антистоксовой компоненты. Интенсивность накачки на входе 1р(0) выбирается такой, чтобы полный инкремент ВКР-усиления стоксова В = gIp(0)L (L - длина среды) был меньше порогового Впор = 25-30 [34]. В этом случае чисто комбинационное развитие высших стоксовых компонент невозможно и их генерация происходит параметрически. На рис. 2.1 приведен вычисленный нами по данным [74] модуль волновой рсстройки для комбинационно-параметрической генерации первой и второй антистоксовой и второй стоксовой компонент в зависимости от угла между накачкой и стоксовым сигналом. Видно, что существует область углов, в которой волновая расстройка близка к нулю только для первой антистоксовой компоненты. Отсюда можно сделать вывод о возможности генерации в комбинационно-параметрическом усилителе одной первой стоксовой компоненты. Тем не менее для окончательного подтверждения этого предположения расчет взаимодействия проводился с учетом второй стоксовой компоненты. Система уравнений, описывающих комбинационно-параметрическое взаимодействие четырех плоских монохроматических волн с частотами сос, cos, top, 0)3i распространяющихся вдоль оси Z, в стационарном случае и без учета изменения населенностей уровней активной среды имеет вид [2,75,76]:
Численно система интегрировалась для ВКР второй гармоники Nd-лазера с частотой Юр = 18938 см"1 в водороде (стоксов сдвиг Q = 4155 см"1) при давлении 18 атм. На рис. 2.2 и 2.3 представлены результаты расчетов при точном фазовом синхронизме (рис. 2.2) и при отстройке входного стоксова сигнала на угол 0,7 мрад от направления синхронизма (рис.2.3). Интенсивность входного стоксова сигнала составляет 3% от интенсивности накачки на входе в активую среду, показатель усиления G = glp(0) = 0,95 см1. Расчеты подтверждают высказанное выше предположение о возможности эффективного преобразования накачки в первую антистоксову компоненту. Как следует из графиков, существует достаточно широкая область значений инкремента % = glp(0)z, при котором достигается эффективное ( 30%) преобразование в первую антистоксову компоненту, а вторая стоксова компонента отсутствует.
Важным параметром, определяющим эффективность преобразования, является уровень входного стоксова сигнала. На рис. 2.4 показана зависимость эффективности преобразования в первую антистоксову компоненту от интенсивности входного стоксова сигнала на входе для разных длин волн накачки при фиксированных длине активной среды L = 15 см и инкременте 2; = 15. Из расчетов следует, что существует оптимальное значение интенсивности входного стоксова излучения, при котором достигается максимальное значение эффективности преобразования. Оптимальная интенсивность входного стоксова сигнала соответствует полному преобразованию накачки в стоксову и антистоксовы волны. При этом эффективность преобразования в антистоксово излучения равна юа/2о)р. Как следует из (2.1), при точном фазовом синхронизме преобразование прекращается при равных амплитудах стоксовой и антистоксовой волн. Поэтому при интенсивности входного стоксова сигнала ниже оптимального значения, амплитуды волн выравниваются (вследствие более высокого значения темпа усиления антистоксовой волны, обусловленного частотной зависимостью) не успев полностью переработать накачку. В другом случае, при высокой интенсивности входной стоксовой волны, излучение накачки истощается до нуля прежде чем интенсивность антистоксовой волны, стартующей с нулевого уровня, достигает значения первой стоксовой компоненты. Различие в коэффициентах усиления стоксовой и антистоксовой волн уменьшается с ростом частоты излучения накачки и уменьшении стоксова сдвига. Поэтому оптимальная интенсивность входного стоксова излучения падает с ростом частоты лазерного излучения, как и следует из результатов расчетов.
Генерация токов на разностной частоте двух световых волн (экспериментальные результаты)
Зависимость энергетической эффективности преобразования в антистоксово излучение с длиной волны 0,43 мкм от давления водорода показана на рис. 2.14. Максимальная эффективность преобразования по энергии составила 2%, что соответствует энергии антистоксова излучения 16 мДж. На рис. 2.15 представлены осциллограммы импульсов накачки и антистоксова сигнала на выходе комбинационно-параметрического лазера. Длительность антистоксова импульса равнялась 15 не при длительности импульса накачки 50 не. Расходимость антистоксова излучения была близка к дифракционной и составляла 0,4 мрад.
Таким образом, экспериментально установлено, что в комбинационно-параметрическом генераторе с неустойчивом телескопическим резонатором можно осуществить преобразование в антистоксово излучение с эффективностью 6% по мощности. Расхождение с предельным значением эффективности преобразования, которая составляет 40%, связано с отличием использованных световых пучков от плоских и согласуется с результатами расчетов (рис. 2.11). Более высокое значение эффективности может быть достигнуто при увеличении диаметра светового пучка накачки и .соответственно, уменьшении его расходимости.
Процесс комбинационно-параметрической генерации антистоксова излучения использован в изложенной ниже схеме ВКР-компрессии с компенсацией частотного сдвига.
Механизм сжатия импульсов в процессах встречного вынужденного рассеяния связан с усилением в нелинейной среде достаточно короткого затравочного импульса на стоксовой частоте в поле длинного импульса накачки. [84,85].
Известно [86,87], что при компрессии импульсов на основе вынужденного рассеяния предельная длительность сжатого импульса определяется временем поперечной релаксации активной среды Тг и составляет 0,1Тг. Практически без сдвига по частоте осуществляется сжатие импульсов длительностью 10-100 не до 1 не при вынужденном рассеянии Мандельштама-Брюллюэна (ВРМБ). Сжатие до импульсов пикосекундной длительности возможно в процессах ВКР вследствие значительно более коротких времен Тг комбинационно-активных сред [88-91].
Формирование коротких импульсов при встречных рассеяниях применяется в задающих генераторах мощных лазерных систем [92]. Такие задающие генераторы дают возможность получения мощных коротких импульсов с большим контрастом по сравнению с режимом синхронизации мод [93], что важно для проведения экспериментов по взаимодействию сверхсильных световых полей с конденсированными мишенями [5]. Кроме того, в некоторых классах лазеров, например в эксимерных, получение пикосекундных импульсов в режиме синхронизации мод связано с большими техническими трудностями [94].
ВКР-компрессия позволяет достаточно просто получить импульсы длительностью вплоть до 1 пс [88-91]. Однако, большой (102-103) см1 стоксов сдвиг исключает дальнейшее усиление сжатого импульса в активной среде лазера, являющегося источником накачки ВКР-компрессора. Нами предложена и разработана схема ВКР-компрессии с компенсацией частотного сдвига. Компенсация достигается при генерации осевой первой антисоксовой компоненты от стоксова излучения ВКР-компрессора. При этом в ВКР-комп ре ссоре и генераторе антистоксова излучения используется одно и то же активное вещество.
В данной работе осуществлена ВКР-компрессия без частотного сдвига импульса излучения второй гармоники Nd-лазера на фосфатном стекле. Схема эксперимента показана на рис. 2.16. Длина волны лазерного излучения равнялась 0,528 мкм, энергия - 100 мДж, длительность импульса - 3 не, ширина спектра - 0,01 см 1. Расходимость светового пучка диаметром 7 мм была близка к дифракционной.
В качестве активного вещества был выбран газообразный метан, имеющий время дефазировки І2 30 пс [95] для давлений в пределах 1-30 атм. Это позволяет для импульсов 100 пс в режиме стационарного ВКР варьировать коэффициент усиления и дисперсию активной среды путем изменения изменения давления.
Излучение накачки фокусировалось линзой в кювету ВКР-компрессора, заполненную метаном (3-30 атм). Отраженное в обратном направлении стоксово излучение отделялось дисперсионной призмой и фокусировалось в генератор антистоксова излучения (метан, 1-10 атм). Далее световой пучок антистоксова излучения коллимировался линзой и после прохождения дисперсионной призмы направлялся в систему регистрации. Энергия накачки и сжатого импульса измерялась калориметрами, длительности импульсов - скоростной камерой «Агат». Распределение интенсивности антистоксова излучения в дальней зоне регистрировалась на фотопленку после отражения от зеркального клина. Энергия осевой антистоксовой компоненты измерялась в угле 103 рад калориметром, с установленной перед ним с диафрагмой.
Фокусное расстояние линзы ВКР-компрессора равнялось 60 см. Расстояние от входного окна до фокуса (40 см) и угол фокусировки (1,3x102 рад) соответствовали оптимальному режиму компрессии в сфокусированных пучках [88]. В таком режиме достигается предельная степень компрессии равная 15-25, а протяженность компрессированного импульса в пространстве равна длине фокальной перетяжки.
Для давлений метана в диапазоне 3-30 атм энергетическая эффективность отражения практически не менялась и составляла 30 %. В дальнейшем давление в кювете компрессора составляло 3 атм.
Длительность компрессированного импульса слабо зависела от энергии накачки и менялась от 80 до 140 пс при изменении энергии накачки в пределах 10-80 мДж.
Угол фокусировки сжатого импульса в кювету генератора антистоксова излучения (диаметр светового пучка 8 мм, фокусное расстояние линзы 30 см, длина кюветы 50 см) был выбран так, чтобы обеспечить при полученных параметрах стоксова импульса минимально достижимую нормированную волновую расстройку у.
В работах [29-32] теоретически и экспериментально показано, что с уменьшением у растет эффективность преобразования в осевое антистоксово излучение. В нашем случае при заданной мощности стоксова сигнала с длиной волны 0,63 мкм минимальная волновая расстройка определялась аберрациями фокусирующей оптики и составляла 103.
На рис. 2.17 показана зависимость энергии осевой антистоксовой компоненты с длиной волны 0,53 мкм от энергии сжатого импульса при давлении метана в кювете 5 и 11 атм. Насыщение преобразования в генераторе антистоксова излучения связано с увеличением расходимости стоксова излучения компрессора при росте энергии накачки. Тем не менее расходимость антистоксова излучения не превышала 2,6х104 рад по уровню 1 /е (два дифракционных предела).
