Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Мощный узкополосный пгс с селективным возбщением мод резонатора
I. Параметрические генераторы света (обзор литературы). 20
2. Динамические уравнения трехволнового параметри- 30
ческого взаимодействия в резонаторе
3. Генерация одной продольной моды в однореэонаторном ПГС при наличии волновой расстройки [23, 27] 35
Линейный режим генерации 40
Нелинейный.режим 41
Оценка волновой расстройки. Порог генерации 44
Стационарная генерация 45
Нестационарная генерация 46
4. Теория переходных и нелинейных процессов в одноре эонаторном ПГС при двухмодовой генерации [28] 49
5. Экспериментальные исследования спектральных и энергетических характеристик ПГС с инжекцией внешнего узкополосного сигнала [ 28] 58
Временное согласование взаимодействующих импульсов 61
Результаты экспериментальных исследований 62
6. Теория двухрезонаторного ПГС с инжекцией внешнего сигнала [ 27] 67
Стационарный режим генерации 71
7. Трехрезонаторный ПГС с инжекцией 73
8, Выводы 78
ГЛАВА II. Комбинационные квантовые генераторы
I. Комбинационные лазеры (обзор литературы") 80
2. Вынужденное комбинационное рассеяние [95,9б] 9і
Мощности компонент ВНР. Диафрагмированный гауссовский пучок 95
Плоский пучок 99
Гауссовский пучок J.0I
Энергия компонент ВКР. Плоский пучок ( У = 0) 102
Гауссовский пучок ( У = оо ) < J04
Длительность излучения. Влияние нерезонансных потерь на спектр ВКР JQ6
3. Энергетические характеристики ВРМБ [96] III
Плоский пучок 112
Гауссовский пучок 113
4. Расчет радиуса корреляции и ширины пучка ВНР с учетом группового запаздывания [105] 115
5. Динамика комбинационного генератора [95]. Уравнение для интенсивности первой стоксовой компоненты 122
Форма импульсов и к.п.д. преобразования при равно мерном поперечном распределении пучка накачки 125
К.п.д. по энергии при равномерном и гауссовском попе речном распределении интенсивности накачки 129
Расчет комбинационного лазера 135
б. Экспериментальное исследование комбинационного лазера на жидком азоте 136
7. Основные результаты и выводы 42
ГЛАВА III. Теория генерации разностной частоты в дальней ик области
I. Генерация излучения в дальней ИК области (обзор литературы) 144
2. Синхронная генерация разностной частоты плоскопа раллельными пучками [151, 152] .153
3. Расчет генерации малой разностной частоты в кристаллах 1 Л МЬ О, и Li I 0 [152] 156
Перестроечные кривые 158
Нелинейный коэффициент связи 160
Мощностные характеристики генератора разностной частоты 162
4. Генерация разностной частоты при несинхронном коллинеарном взаимодействии. Условия Вавилова-Черенкова [163,164] 164
5. Черенковское излучение разностной частоты гауссовскголи лазерными пучками [164] 168
6. Черенковское излучение разностной частоты многомодовыми [164] лазерными пучками J72
V. Черенковское излучение сверхкоротких световых импульсов; потери энергии на излучение [164] J73
8. Экспериментальное исследование черенковского излучения разностной частоты 180
9. Основные результаты и выводы , L84
Заключение l36
Литература
- Генерация одной продольной моды в однореэонаторном ПГС при наличии волновой расстройки [23, 27]
- Мощности компонент ВНР. Диафрагмированный гауссовский пучок
- радиуса корреляции и ширины пучка ВНР с учетом группового запаздывания [105]
- Генерация разностной частоты при несинхронном коллинеарном взаимодействии. Условия Вавилова-Черенкова [163,164]
Введение к работе
Актуальность темы. Уникальные свойства лазерного излучения-- когерентность, очень малая расходимость, высокая интенсивность, в некоторых случаях чрезвычайно малая длительность импульсов -обусловили применение лазеров для решения ряда важных научных и технических задач, начиная от фундаментальных исследований и кончая конкретными технологическими процессами на производстве [1- .
Создание источников излучения, достаточно стабильных и перестраиваемых по частоте, является важнейшим достижением современной лазерной физики. Однако, имеющиеся линии генерации в ИК области в основном дискретны и полностью не перекрывают этот диапазон. Поэтому проблема эффективного преобразования частоты лазерного излучения в ИК области остается по-прежнему актуальной. Широкие перспективы здесь связаны с методами нелинейной оптики [4-6]. При этом особый интерес для освоения ИК области представляют следующие возможности:
создание параметрических генераторов света (ДГС),
создание генераторов на вынужденном комбинационном рае-сеянии (ВНР), накачиваемых перестраиваемыми лазерами,
использование генераторов разностной частоты (РЧ).
В последние годы по всем этим направлениям достигнуты определенные успехи. Реализована, например, параметрическая генерация света в диапазоне от 0,4 до 16 мкм. Широкое применение находят сейчас также комбинационные лазеры (так называемые К am ссп Snifters ). С их помощью удается перекрыть, хотя и не полностью, диапазон волн от ультрафиолетовой до длинноволновой ИК области. Генераторы разностной частоты успешно реализованы в области от ближнего до далекого ИК диапазона.
6'.
Вместе с тем, нельзя считать, что такие генераторы полностью решают проблему перестраиваемых источников. Перспективы их применения в большой степени определяются возможностью получения узкой линии генерации с плавной перестройкой по частоте и мощностью. В связи с проблемами лазерной фотохимии специальный интерес представляет, например, задача получения мощного перестраиваемого излучения с узкой линией в области 2,5 - 3,5 мкм, где лежат частоты С Я > О Н » hi Н колебаний молекул.
Цель работы. Целью диссертационной работы являлось изучение и развитие методов нелинейной оптики для создания мощных, непрерывно перестраиваемых по частоте источников когерентного излучения в различных диапазонах ИК области спектра с улучшенными спектральными и энергетическими характеристиками. В связи с этим были поставлены следующие задачи:
Теоретический и экспериментальный анализ процессов в параметрическом генераторе света с селективным возбуждением мод резонатора путем инжекции слабого внешнего сигнала. Создание на этой основе узкополосного источника когерентного излучения, перестраиваемого в области 1,4-4 мкм.
Теоретический и экспериментальный анализ энергетических характеристик комбинационных лазеров с учетом влияния формы импульса накачки, пространственного профиля пучка накачки и возбуждения высших стоксовых компонент.
Исследование генерации разностной частоты в дальней ИК области. Разработка новых схем генерации на основе эффекта Ва-вилова-Черенкова и оценка их эффективности.
Научная новизна. I. Развита теория нестационарных процессов в однорезонаторном ПГС с инжекцией. Выведена и решена система динамических уравнений, описывающих генерацию с учетом волновой расстройки, эффектов насыщения, переходных процессов. Показана воз-
7 можность сужения спектра и увеличения эффективности генерации ПГС при инжекции внешнего узкополосного сигнала.
2. Экспериментально получено сужение спектра генерации па
раметрического генератора света с инжектируемым узкополосным сиг
налом. Достигнуто сужение более чем на два порядка во всей облас
ти перестройки при одновременном повышении мощности генерации
в 2-Ю раз.
Развита количественная теория энергетических характеристик лазеров на вынужденном рассеянии. Получены расчетные формулы для мощности, энергии, к.п.д. по мощности и энергии, а также длительности импульса генерации. Рассчитанные значения длительности импульса и максимальных коэффициентов преобразований по энергии согласуются с экспериментальными данными.
Впервые рассмотрен новый метод генерации разностной частоты (РЧ) в дальней ИК области узкими волновыми пучками. Показано, что в этом случае могут быть выполнены условия синхронизма черенковского типа.
Развита детальная теория генерации РЧ на основе эффекта Вавилова-Черенкова, базирующаяся на решении волнового уравнения с учетом реальной структуры возбуждающих пучков.
Практическая ценность. I. Полученные результаты могут быть использованы при разработке и создании перестраиваемых источников когерентного излучения, обладающих улучшенными спектральными и энергетическими характеристиками.
2. Создан мощный узкополосный ПГС с областью перестройки 1,4-4 мкм, ширина спектра которого методом инжекции уменьшена более чем на два порядка (до 0,1 см ), а выходная мощность увеличена в 2-Ю раз (до I МВт). Полученный источник может быть использован в исследованиях по селективному возбуждению молекул, в экспериментах по лазерному зондированию атмосферы.
Результаты теоретического анализа энергетических характеристик вынужденных рассеяний - комбинационного и Манделыдтама-Бриллюэна (ВРМБ) - могут быть использованы для выбора оптимального режима работы генераторов ИК диапазона с целью получения наибольшего к.п.д. преобразования.
Результаты исследования генерации разностной частоты на основе эффекта Вавилова-Черенкова могут быть использованы при разработке новых источников излучения дальнего ИК, субмиллиметрового и миллиметрового диапазона волн. Использование эффекта Черенкова для генерации разностной частоты суїдественно расширяет класс нелинейных кристаллов, которые могут быть использованы б нелинейной оптике дальнего ИК диапазона.
Защищаемые положения. I. Теоретически показано и экспериментально получено значительное сужение линии генерации ПГС при одновременном повышении к.п.д. путем инжекции внешнего узкополосного сигнала.
2. Длительность импульса излучения, мощность, энергия и
к.п.д. преобразования стоксовых компонент и накачки при насыщении ВКР могут быть рассчитаны на основе квазилинейного метода, использующего линейную аппроксимацию зависимости каждой стоксо-вой компоненты от интенсивности накачки в определенном диапазоне значений последней.
3. Показана возможность создания эффективных источников ко
герентного излучения в длинноволновой области спектра на основе
эффекта Вавилова-Черенкова.
Диссертация состоит из введения, трех глав и заключения.
Генерация одной продольной моды в однореэонаторном ПГС при наличии волновой расстройки [23, 27]
При инжекции внешнего сигнала на частоте сигнальной или холостой волны наряду с модой генерации, для которой Д = О, возбуждаются также моды с Л 0. За счет относительно большой величины внешнего узкополосного инжектируемого сигнала одна из мод с 4 /О может эффективно конкурировать с возникающей из малых спонтанных шумов модой генерации с А = 0. При определенных условиях генерация моды с А = 0 будет подавлена. Это позволяет получить на выходе ПГС мощное узкополосное излучение перестраиваемое по частоте в широких пределах в соответствии с изменением величины Л
Рассмотрим динамику генерации ПГС с инжекцией внешнего сигнала соответствующего некоторой моде с 4 ф 0. Будем исходить из укороченных уравнений, описывающих взаимодействие резо-нирующих сигнальных волн с амплитудами г\ (соответствующими распространению вперед и назад) и нерезонирующих холостой волны А2 и волны накачки Ан в плоском резонаторе, заполненном оптически нелинейной средой (см.рис. 1.1а).
Для простоты мы здесь рассматриваем ПГС с кольцевым резонатором. В этом случае обратная сигнальная волна с амплитудой А распространяется вне нелинейной среды и в правую часть уравнения (І.ІЗб) она не входит. Линейные потери считаем пренебрежимо малыми ( м - 0), а также полагаем, что генерирует мода сигнальной волны с Л 0 , а моду с А = 0 пока не рассматриваем (рис. 1.2б).
Квантовая эффективность генерации в зависимости от пикового превьшения порога генерации Nm Для различных фазовых расстроек $ = 0-1; 1-2; 1,5-3; 1,75-4. б) Зависимость пиковых интенсивностей ( N= rc/Xmai) сигнальной волны І1ГС от Ф и ос0 . 3,6 - стационарная генерация (3- Нт= 4, б - Nm= Ю); 1,2,4 - нестационарная генера Х -КГ3!
Хсп - интенсивность спонтанной шумовой затравки на частоте наиболее благоприятной для возбуждения центральной моды резонатора, П - эффективное число всех мод, которые могут возбудиться при данной накачке. Теория переходных и нелинейных процессов в одно-резонаторном ПГС при двухмодовой генерации [28]
Рассмотрим ПГС с генерацией на двух продольных модах (см. (г) рис. 1.2в). Пусть генерация на одной моде сигнальной волны А у начинается из квантовых шумов с нулевой расстройкой, а генера ция на второй моде /t начинается с инжектируемого внешнего сигнала A. (O i) с расстройкой А . Считая накачку одномодовой и следуя методике работы [45], рассмотренной в 3, можно полу чить систему приближенных динамических нелинейных уравнений для сигнальных волн которое имеет три корня. Соответственно, в общем случае решение системы ищем в виде:
Решая систему (1.46) совместно с (1.45), можно определить относительные интенсивности резонирующих волн. Затем, используя (1.42), можно найти интенсивности холостых волн и волны накачки 0) В. Г з з -л 7ч. і (УІ - Уз) Г" Л ь А-ff ,yfr -% f (1 48) J ,„ 22 2. г. % Уу
Система уравнений (1.45)-(1.49) решалась на ЭВМ БЭСМ-6. Характерные "машинные осциллограммы" взаимодействующих волн приведены на рис.1.5 для ступенчатого импульса накачки, а на рис.1.6 - 1,8 для гауссовского импульса накачки. Рис. 1.5, 1.6 показывают временное развитие взаимодействующих волн при различных начальных уровнях СИ и волновых расстройках Ф- L л/2 .
Кривые показывают особенности режима генерации при наличии СИ. Из рисунков видно, что, например, увеличение начально -10 го уровня сигнала от 10 уровня относительного стационарного порога генерации, соответствующего примерно уровню квантовых о шумов (кривая 6) до 10"" (примерно уровень инжекции в нашем эксперименте, кривая 3) приводит к значительному уменьшению времени переходных процессов в ПГС и, следовательно, к увеличению энергии импульса ПГС, пропорциональной площади под кривыми 3,6. Введение значительной фазовой расстройки (см.кривую 7) увеличивает время переходных процессов и уменьшает максимальную амплитуду параметрически генерируемых волн, так как в этом случае уже не происходит полного истощения накачки, что видно из сравнения кривых 5,2,4.
Мощности компонент ВНР. Диафрагмированный гауссовский пучок
Приведены данные, характеризующие формирование пространственной когерентности на примере ВКР без резонатора. В этих работах не анализировалось одно важное обстоятельство, которое может существенно влиять на когерентные свойства ВКР. Если накачка представляет собой короткий импульс (азотные и водородные лазеры, накачиваемые бегущим разрядом, комбинационные лазеры с оптической накачкой ультракороткими импульсами), а следовательно, и размеры формирующего пространственную когерентность активного волновода изменяются во времени, различие групповых скоростей накачки и ВКР приводит к их "разбеганию" в пространстве. Вследствие этого на достаточно больших расстояниях накачка перестает оказывать влияние на когерентность ВКР (усиливаемое излучение дифрагирует на открытом конце активного волновода) и радиус корреляции рк растет пропорционально 2 . В нашей работе [ 105] проведен теоретический анализ пространственной когерентности ВКР с учетом группового запаздывания.
Как известно при помещении комбинационно активной среды в резонатор с интенсивностью накачки, обеспечивающей необходимый инкремент усиления за один проход, возникает генерация на сток-совой компоненте. Такие лазеры могут дать существенный выигрыш в эффективности частотного преобразования по сравнению с усилением спонтанного рассеяния на одном проходе через активную среду, т.к. коэффициенты отражения зеркал можно выбрать оптимальными для одних компонент и минимальными для других. Излучение ВКР в резонаторе рассматривалось в работах [Ю6, 107], где решалась стационарная задача. Хотя стационарный анализ ведет к удовлетворительному согласию между полной мощностью генерируемой стоксовой час тоты и мощностью входного импульса, форма импульса генерации в реальных условиях отличается от стационарной. В комбинационных лазерах, в которых накачкой являются наносекундные световые импульсы, процесс генерации может быть существенно нестационарным, когда характерные времена (время жизни стоксова фотона в резонаторе, время развития генерации) сравнимы с временем действия накачки. Нестационарное поведение нарастания стоксова импульса ВКР внутри резонатора исследовалось теоретически и экспериментально в работах Авизониса и Хеймлиха [108], а также Гласса [109]. Активной средой был сжатый водород, а накачкой служил рубиновый лазер. Были получены выражения, описывающие временные свойства излучения в предположении, что генерируется лишь одна стоксова компонента. При этом считалось, что поляризация среды квазистатически следит за полем. Были экспериментально исследованы зависимость сдвига стоксова импульса от давления, сдвиг начала генерации и ее порог в зависимости от времени жизни стоксова фотона в резонаторе.
В работе [НОJ дана динамическая теория комбинационного лазера, работающего на нескольких стоксовых компонентах при возбуждении стоячей волной накачки, а обычно в экспериментах для возбуждения используется бегущая волна. Наиболее полное исследование динамики ВИР лазеров с бегущей волной проведено в работах Грасюка и сотр. (см., например, [III-II3]. существенной особенностью этих работ является рассмотрение одновременной генерации на двух стоксовых компонентах. Теоретический анализ такого генератора на жидком азоте с накачкой бегущей волной проведен в [III], где исследован начальный этап генерации на первой стоксовой компоненте, рассмотрено развитие генерации на второй стоксовой компоненте при малой добротности резонатора, получена зависимость энергии ге нерации на первой и второй стоксовых компонентах, а также зависимость суммарного квантового выхода от энергии накачки. Показано, что достижению предельного квантового выхода в первую стоксову компоненту препятствует развитие генерации на второй стоксовой компоненте. Таким образом, можно говорить о достаточно хорошем согласии ряда выводов, вытекающих из теории, с результатами экспериментального исследования. В то же время следует отметить, что в упомянутых работах не учитывается поперечное распределение пучка накачки. Наїли исследована динамика комбинационного лазера с учетом гауссовского поперечного распределения гауссовского импульса накачки, что позволило корректно оценить к.п.д. по энергии.
радиуса корреляции и ширины пучка ВНР с учетом группового запаздывания [105]
В пассивной среде на формирование пространственной когерентности света оказывает влияние только дифракция, по известной теореме Ван-Циттерта-Цернике радиус корреляции Гк некогерентного излучения, дифрагирующего на апертуре О. , растет с расстоянием 2 как Гк fe) = 2 2 /С ) (2.31) ( К - волновое число). В усиливающей среде в формировании ко -герентности участвуют два процесса - дифракция и усиление. Профиль усиления в такой среде, определяемый ограниченным пучком накачки, задает распределенную "диафрагму", активный волновод с переменным эффективным радиусом, на которой дифрагирует возникающая из спонтанного шума ВКР. Радиус корреляции дельта-коррелированного на входе в активную среду излучения вследствие этого зависит от длины усиления ъ по другому закону, и при больших усилениях его величина достигает величины порядка радиуса пучка (т.е. излучение становится практически полностью когерентным) на реализуемых в эксперименте расстояниях. Ниже приводится теоретический анализ пространственной когерентности ВКР в диспергирующей среде с учетом группового запаздывания.
Обычный метод решения неоднородных дифференциальных уравнений состоит в том, что выбором начальных условий они приводятся к однородным, что в данной задаче справедливо при больших коэффициентах усиления. Тогда в приближении заданного коэффици ента усиления, справедливом при не слишком больших коэффициентах преобразования, развитие ВКР в активной среде описывается параболическим уравнением для медленной амплитуды поля Ес ;
Здесь Б - координата распространения; Г - поперечная координата; JL - поперечный лапласиан; Ус и Хс - групповая скорость и волновое число ВКР; g. - фактор усиления; 1Н - эффективная интенсивность накачки, длительность импульса которой может зависеть от релаксационных времен в активной среде. Знаки «+" и "-" соответствуют попутной и встречной, по отношению к накачке, волнам ВКР. "Затравкой" для ВКР служит тепловое излучение, дельта-коррелированное в пространстве.
Исходным для дальнейшего рассмотрения будет уравнение для поперечной корреляционной функции (ПКФ)
Уравнение для ПКФ получается усреднением (2.32). Зададим накачку в виде колоколообразного импульса с длительностью с гауссовским поперечным распределением дифракционная длина; vH - скорость импульса накачки; Г0 - ширина пучка накачки. Для малых Г получаем /+ІД А_ ± jl_)p-«i )/LW]n(2,33) \Г дъ Vc dt 2кс dl Эр /1 / Vі г/ f ! Здесь К = fr + П V , = fcr 7;)/2. Решение (2.33) находим в приосевом приближении, развитом ранее для анализа самовоздействия света [104], полагая Г=ЄХр(Л-ВК2-С/-;В/); . (2.34) где Л - инкремент на оси; В - квадрат обратного радиуса пучка ВКР; Q - квадрат обратного радиуса корреляции; JD - фаза корреляционной функции. Все эти величины являются функциями 1 и 2 . Следуя методике [104], получаем следующую систему уравнений для этих функций в переменных = 2:/7д (здесь и далее мало различающиеся дифракционные длины для ШР и для излучения накачки обозначаются д ), 9 = [і. - чь /v /T : скоростей накачки и ВКР: v= Vc + ин , соответственно, для попутной ("-") и встречной ("+") волн ВКР.
Система (2.35) не интегрируется в квадратурах; ниже будут приведены результаты численного ее интегрирования и асимптотический анализ в ряде предельных случаев.
На рис.2.9а,б представлены зависимости квадрата обратного радиуса пучка В и квадрата обратного радиуса корреляции С при различных значениях параметров Go $±o А (инкремент усиления на дифракционной длине) и Q = VQ/TK[O) (угловая расходимость спонтанного излучения), полученные численным интегрированием (2.35) для квазистационарного случая ( 1гр»1д) при начальных условиях: А(0)=0, В(о}=0, в(о)=$, Т (о) О . Этот случай анализировался другим методом в работе [101].
Заметим, что для выбранной наїли колоколообразной формы импульса накачки существует своеобразная пространственно-временная аналогия между этим (квазистационарным) случаем и квазигеометрическим 1Гр- 1А, когда преобладает дисперсия. В этом случае Ї Ь/Ігр j G0 9 Iо Lrp , а поведение Ґк и Гп в указанных переменных аналогично тому, что представлено на рис.2.9а,б.
При Z « ippj LA коэффициент усиления можно считать не зави-сящим от z : (1+ 0 ) . Кроме того, для дельта-коррелированного на входе в активную среду (2 = 0 ) излучения 0(0)-+ и производная фаза также обращается в бесконечность при 2=0 , поэтому происходит быстрое установление фазы:T)cs.-2(BQ) , Преобразованная с учетом этого обстоятельства система (2.35) легко интегрируется. Увеличение радиуса корреляции ВКР Г =Го С определяется выражением Гк %Г( Ы \ С [I - 0,0L (& /lAf], (2.36, где Q=z Q I0 - размерный коэффициент усиления (см" ). Квад-рат обратной ширины пучка ВКР (1/ff,) = Г0 В приближенно равен гД [б /(4Го1))[ 1 - 0,01 (С / ) ] . (237)
Из (2.37) можно определить расстояние 0 , на котором радиус пучка ВКР минимален (точка максимума на кривых рис.2.9а,б): г0 2 (Ід /&) . На этом расстоянии конкурирующие процессы -уширение пучка из-за дифракции и сужение его профилем усиления -- уравновешиваются. При Z 20 влияние дифракции становится преобладающим. Характерный перегиб кривых на рис.2.9а,б, лежащий вблизи нуля, связан с заданием конечного радиуса корреляции на входе в среду Гк{о) = Ґко Координата этого перегиба г также находится интегрированием &m&)i fap/r)(lA /б)У . Величина 2 - расстояние, на котором волна ВКР теряет информацию о граничном значении радиуса корреляции, и дальнейшее изменение Гк (тї) и Гп ( происходит так, как если бы на входе было дельта-коррелированное излучение (для сравнения отметим, что в линейной среде аналогичной величиной является Дт
Генерация разностной частоты при несинхронном коллинеарном взаимодействии. Условия Вавилова-Черенкова [163,164]
До недавнего времени освоение дальней ИК области осуществлялось со стороны СВЧ диапазона посредством использования различных вакуумных приборов и умножителей частоты. С появлением лазеров интенсивно начали развиваться исследования по созданию источников излучения в этом диапазоне на основе стимулированного излучения. В настоящее время разработаны многоатомные молекулярные лазеры излучающие в дальней ИК области [П5]_, Они используются для физических исследований газов: вращательных спектров молекул [Пб]; спектров, соответствующих внутреннему вращению радикалов в сложных молекулах [И?]; спектров жидкостей [П8], твердых тел [119], полимерных комплексов [120]; в диагностике плазмы больших установок при термоядерных исследованиях [121] и т.д. Однако разработка молекулярных лазеров развивается медленно, несмотря на очевидную важность их приложений. Достигнутые мощности генерации молекулярных лазеров в непрерывном режиме пока незначительны, механизм создания инверсной населенности зачастую неизвестен, а во многих случаях не идентифицированы и линии перехода.
Недостаточная эффективность современных субмиллиметровых молекулярных лазеров обусловлена тремя основньши трудностями[122]. Первая связана с высокими требованиями к скорости накачки энергии, необходимой для получения неравновесной населенности уров ней, поскольку соответствующие лазерные переходы являются либо вращательными, либо колебательно-вращательными переходами многоатомных молекул. Вторая трудность-в отсутствии сведений о скоростях возбуждения различными методами отдельных вращательных уровней, а также недостаточном знании радиационных и столкнови-тельных вероятностей переходов. Это обстоятельство осложняет подбор конкретных лазерных веществ. Третья трудность связана с недостаточной разработанностью кинетики физических процессов, ответственных за создание инверсной населенности.
Определенные успехи в освоении дальнего ИК диапазона в последнее время достигнуты методами нелинейной оптики, а именно с помощью генерации разностных частот.
Выполнено много работ (см., например, обзоры [123,124]\ в которых теоретически и экспериментально исследована генерация РЧ в различных кристаллах при смешении мод излучения многомодо-вого неодимового лазера [125-127], при смешении лучей двух рубиновых лазеров [128,129], линий излучения лазеров на С02 [I3I-I34], а также излучений перестраиваемых лазеров на красителях [135-137].
В работах группы Шена [125], Яджимо и Такеучи [126] применялось излучение сверхкороткой длительности, что позволило авторам получить сравнительно интенсивное субмиллиметровое излучение мощностью до 200 Вт. В [125] излучение неодимового лазера с самосинхронизацией мод состояло из последовательности цугов (около 30 импульсов) длительностью 5 нс, общей энергией 20 мДж, и временным интервалом между импульсами б не; это излучение фокусировалось в кристалл LL Мб 0 . Для анализа спектра дальнее ИК излучение разделялось на два пучка; один из них поступал на интерферометр Фабри-Перо, либо на интерферометр Майкельсона.
Для избежания поглощения в парах воды вся система была вакууми-рована. Аналогичные исследования проведены на кристалле Li 1 [126 ] причем авторы пришли к выводу, что данный кристалл является более перспективным.
Интересным представляется работа [127], где за счет биений спектральных компонент пикосекундных импульсов неодимового лазера в ниобате лития, помещенном в прямоугольный волновод, получена генерация РЧ в миллиметровой области (2-4,5 мм). Измерения показали, что в области частот 70 ГГц спектральная плотность составляет 1,8»10" Вт/Гц. Аналогичный эксперимент в этом диапазоне провели авторы работы [128J при смешении излучений двух рубиновых лазеров с длительностью 20 не и мощностями 7 и 15 МВт.
В работе [129] была получена перестраиваемая генерация в области 1,5-8,1 и 20-38 см" при смешении излучений перестраиваемых рубиновых лазеров, работавших на к- и к линиях. В качестве смесителя использовался кристалл Li N6O3 толщиной 1,5 мм, вырезанный под углом 18 к оптической оси для выполнения условий фазового синхронизма. Пиковая мощность РЧ составляла б мВт. Спектр излучения исследовался интерферометром Фабри-Перо.
Достаточно много работ по генерации РЧ с использованием ( лазеров. В [131], например, рассмотрены основы теории генерации РЧ, условия обеспечения фазового синхронизма, перспективы получения непрерывно перестраиваемой по частоте излучения с высокой эффективностью. Из последних работ в этом направлении следует отметить Г132-134], где получено перестраиваемое излучение в области 2-50 см" мощностью 0,1 Вт на кристалле Ztt ов [132], а на арсениде галия [133] в области 2-100 см" мощность на Л = 0,4 мм составляла 500 мВт.
