Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Особенности самосинхронизации мод в импульсных твердотельных лазерах при использовании нелинейных поглотителей с малым начальным пропусканием
1.1. Общие принципы генерации УКИ
1.2. Энергия в одиночном УКИ
1.3. Воспроизводимость полной синхронизации мод
1.4. длительность УКИ
1.5. Результаты численного расчета формирования УКИ
1.6. Влияние сверхлюминесценции на параметры лазера с плотным нелинейным поглотителем
Глава 2.. Экспержшггальное исследование лазеров на рубине и самосинхронизацией мод при использовании плотных нелинейных поглотителей .
2.1. Резонатор твердотельного генератора УКИ при большом коэффициенте усиления активной среды
2.2. Лазер с самосинхронизацией мод на рубине при 100 К
2.3. Лазер с самосинхронизацией мод на Я1\Г:Нй при 100 К
2.4. Эффективный задавдий генератор УКИ на JIUT'-Hd при комнатной температуре
2.5. Лазер на рубине с самосинхронизацией мод с прогорающим зеркалом
2.6. Самосинхронизация мод в лазерах на ЯИГ-Nd и рубине при использовании в качестве нелинейных поглотителей щелочно-галоидных кристаллов с центрами окраски 92
Глава 3. Двойная самосинхронизация мод в лазере на рубине 105
3.1. Общие принципы двойной самосинхронизации мод. 105
3.2. Самосинхронизация мод в рубиновом лазере при осуществлении генерации нелинейного поглотителя в коротком резонаторе . 107
3.3. Самосинхронизация мод в рубиновом лазере при наличии генерации нелинейного поглотителя в
резонаторе кратной длины
Заключение 165
Приложение 168
Литература 172
- Энергия в одиночном УКИ
- Влияние сверхлюминесценции на параметры лазера с плотным нелинейным поглотителем
- Лазер с самосинхронизацией мод на рубине при 100 К
- Самосинхронизация мод в рубиновом лазере при осуществлении генерации нелинейного поглотителя в коротком резонаторе
Введение к работе
Важной задачей квантовой электроники является разработка эффективных методов получения мощных коротких и ультракоротких импульсов света. Решение этой задачи существенным образом зависит от понимания физической картины явлений, происходящих при взаимодействии мощного излучения с веществом, в частности процессов, происходящих при генерации и усилении световых импульсов. В большинстве случаев опре делящую роль при этом играют резонансные взаимодействия. Характер такого взаимодействия зависит не только от интенсивности (энергии) импульса, но и от соотношения длительности импульса и времени релаксации среды Тт и Ї2» Ту - это время релаксации населенности, ^ ~ время фазовой релаксации (время релаксации поляризации) fI, 2J . Для большинства лазерных активных сред Ї, как правило, меньше длительности генерируемых или усиливаемых импульсов. Взаимодействие излучения с активной средой в этом случае носит некогерентный характер. При некогерентном усилении интенсивный импульс излучения может извлекать до половины запасенной на данном резонансном переходе энергии (насыщение усиления), выравнивая населенности верхнего и нижнего уровней перехода. Энергия импульса в этом случае растет линейно с расстоянием, а форма может искажаться в зависимости от начальных условий
И .
Иной характер носит взаимодействие при ^и < Т. В этом случае поляризация среды не следит квазистационарно за полем, как в некогерентном случае, а определяется полем в предшествующие моменты времени. Это приводит к ряду необычных с точки зрения традиционной лазерной физики явлений: среда может усиливать или поглощать независимо от знака инверсии населенности; при
усилении в идеальном случае может быть извлечена вся запасенная в среде энергия, а не половина, как в некогерентном случае (импульс излучения при этом не выравнивает населенности верхнего и нижнего уровня, а переводит все частицы на нижний уровень); наконец, возможно усиление импульсов, ширина спектра которых превышает ширину линии усиления активной среды. Эти и другие особенности когерентного усиления могут играть большую роль при генерации и усилении УКЙ. Однако, до сих пор когерентные эффекты изучались главным образом для поглощающих сред. Что касается усиливающих сред, то подавляющее число работ в этой области являются теоретическим (см., например, [з - 7j ) причем, как правило, в условиях далеких от реального эксперимента. Экспериментальные исследования проводились лишь в нескольких работах [8-I0J , где изучалось когерентное усиление наносекундных импульсов в газах. В значительной мере, малое количество работ в этой области связано с тем, что условия когерентного взаимодействия в обычно используемых лазерных активных средах не реализуются из-за малой величины Tg (например, для конденсированых сред при комнатной температуре Т2 < I пс,
\т] ). Появление в последнее время субпикосекундных лазеров на красителях [l2, ІЗ J , применение новых активных сред для генерации и усиления коротких импульсов излучения [l4,I9j делают актуальным изучение и использование когерентного усиления для получения УКИ света.
Отметим, также, что когерентное усиление представляет собой частный случай более общей задачи об эволюции инвертированной системы за время, меньшее ^, при различных начальных условиях для электромагнитного поля. Эта проблема, кроме когерентного усиления, включает в себя также эффекты, как сверхизлуче-
ниє Дике [15J , затухание свободной поляризации [іб, I7J . Несмотря на большой интерес к этой задаче (см. [2, 18, I9J ), экспериментальных работ весьма мало в связи с чем, многие вопросы, даже принципиального характера остаются нерешенными. Поэтому исследование когерентного усиления представляет существенный физический интерес.
Что касается проблемы формирования ультракоротких импульсов (УКИ) из спонтанного шума, то в большинстве лазеров, используемых в качестве задающих генераторов УКИ, взаимодействие излучения с веществом происходит некогерентным образом. Рассмотрению процесса генерации пута УКИ в импульсных твердотельных лазерах посвящено много работ, как теоретических [_20, 21, 22, 23, 24] так и экспериментальных [25, 26, 27, 28, 29, ЗО, Зі] При этом основное внимание уделяется, как правило, эволюции временного профиля излучения. В меньшей степени разработаны вопросы энергетики таких лазеров, которые, в ряде случаев, особен-но;когда затруднено использование многокаскадных усилителей, имеют существенное практическое значение. Обычно считается, что оптимальная с точки зрения высокой воспроизводимости ССМ, динамика генерации такого лазера несовместима с получением УКИ большой энергии в задающем генераторе. В первую очередь это связывается с искажениями формы и спектра УКИ, которые могут возникать из-за нерезонансных нелинейных явления (самофокусировка, самомодуляция) в процессе генерации [26-28, 32-34 J . Кроме этого, собственно динамика генерации гигантского импульса большой интенсивности может оказаться неблагоприятной для процесса ССМ.
Указанные обстоятельства послужили основанием для часто встречающейся в литературе рекомендации (см. например [26J )
избегать использования в твердотельных лазерах с ССМ нелинейных поглотителей с малым начальным пропусканием, приводящим к сокращению цуга УКИ и увеличению энергии импульсов. Однако, ряд экспериментальных работ [_I4, 35, 36, 37J , а также результаты теоретического анализа процесса ССМ в твердотельных лазерах [23J указывают на то, что в определенных условиях возможна генерация УКИ с высокой воспроизводимостью в лазере с плотным нелинейным поглотителем. При этом имеет место эффективный съем энергии, запасенной в активной среде, за малое число проходов мощного УМ по резонатору, что может помочь избежать значительного накопления искажений импульса из-за нерезонансных нелинейных явлений.
В данной диссертации проанализирована возможность оптимизации ряда параметров лазеров с самосинхронизацией мод на рубине и ЯЫГ'Ыд за счет применения плотных нелинейных поглотителей, использования неустойчивых резонаторов, изменения сечения активного перехода при понижении .; о температуры и т.п. На этой основе предложен и исследован ряд конкретных схем компактных и мощных генераторов УКИ, имещих обширное поле применений.
В диссертации впервые проведено экспериментальное исследование когерентного усиления пикосекундных ( <Ґи = 40-80 пс) импульсов света в рубине и AUP-Hd при температуре 100 К с использованием различных, дополняющих друг друга, методик.
диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и приложения.
В первой главе дан обзор влияния различных факторов на параметры твердотельного импульсного лазера с самосинхронизацией мод. В частности, рассмотрены вопросы энергетики такого лазера,
возможности увеличения энергии и мощности генерируемых УКИ. На основе современных представлений о динамике генерации твердотельных лазеров с ССМ сформулированы условия обеспечения высокой воспроизводимости и контраста цуга УКИ при использовании нелинейных поглотителей с малым начальным пропусканием, позволяющих улучшить энергетические параметры лазера.
Проанализировано влияние сверхлюминесценции на режим работы лазеров с ССМ на рубине и JUf'Hd с плотными нелинейными поглотителями, на энергию генерируемых этими лазерами УКИ.
Во второй главе описаны эффективные задающие генераторы УКИ на рубине при 100 К и МИГ'-Ш при комнатной температуре, позволяющие получать УКИ длительностью ~ 30 пс с энергией ~ 100 мдж (рубин) и до 50 мдж ( JUPNd ) при расходимости излучения близкой к дифракционной на апертуре 6 5 мм. Указанные лазеры обеспечивают рекордно высокую яркость УКИ до ІСг7 стІІ-см2 без применения усилителей.
Описаны также лазер с ССМ на ДІІРШ при 100 К и лазер на рубине при комнатной температуре с плотным нелинейным поглотителем и прогорающим зеркалом. Продемонстрирована возможность использования щелочно-галоидных кристаллов с центрами окраски в качестве просветлящихся фильтров в лазерах с ССМ на AUr:Nd и рубине. Обсуждается вопрос о применении неустойчивых резонаторов в твердотельных лазерах с ССМ, выбор оптимальных параметров такого резонатора.
В третьей главе рассматривается возможность сокращения длительности УКИ, генерируемых рубиновым лазером с ССМ за счет использования режима двойной самосинхронизации мод, когда наряду с генерацией рубинового лазера осуществляется генерация раствора красителя, являющегося нелинейным погло-
тителем. Продемонстрировано изменение режима генерации лазера с нелинейным поглотителем от генерации гладкого гигантского импульса к самосинхронизации мод при возбуждении генерации в поглотителе. В лазере на рубине с ССМ зарегистрировано уши-рение спектра генерируемых УМ при возникновении генерации поглотителя.
В четвертой главе изложены результаты исследования когерентного усиления УКИ в рубине и ЯіІГ'-Hd при температуре 100 К. Зарегистрировано возникновение осцилляции на заднем фронте импульса в процессе когерентного усиления, появление дублетной структуры в его спектре. С помощью временной развертки интерференционных картин исследованы фазово-частотные характеристики усиленных импульсов, обнаружены скачки фазы поля, отвечающие знакопеременным осцилляциям огибающей поля. Проведено также измерение скорости импульса при когерентном усилении. Обсуждается вопрос об использовании особенностей когерентного усиления для получения коротких и мощных импульсов излучения.
Положения, выносимые на защиту:
В ряде импульсных твердотельных лазеров с самосинхронизацией мод при определенных условиях за счет использования нелинейных поглотителей с малым начальным пропусканием могут быть реализованы энергетически эффективные режимы генерации короткого цуга УКИ с высокой воспроизводимостью ССМ при умеренном уровне искажений УКИ из-за нерезонансных нелинейных явлений.
Возбуждение генерации нелинейного поглотителя в твердотельном лазере с пассивной модуляцией добротности может сущест-. венно сказываться на режиме генерации, вызывая переход от генерации гладкого гигантского импульса к самосинхронизации мод. В рубиновом лазере с самосинхронизацией мод при переходе к режиму двойной самосинхронизации мод, когда наряду с генерацией рубинового лазера осуществляется генерация поглотителя в резонаторе кратной длины, происходит уширение спектра генерации рубинового лазера, обусловенное сокращением длительности УКИ во второй половине цуга импульсов генерации. Указанные эффекты связаны с сокращением времени жизни возбужденного состояния молекул поглотителя при осуществлении генерации в нем.
При усилении ультракоротких световых импульсов в условиях когерентного взаимодействия Т« < ^ в рубине и JIUPNd при 100 К на заднем фронте усиливаемого импульса возникает глубокая модуляция огибающей интенсивности, временной масштаб которой сокращается по мере прохождения импульса в усиливающей среде.
Указанная структура в огибающей интенсивности отвечает знакопеременным осцилляциям огибающей электрического поля
характерным для когерентного взаимодействия (перемена знака огибающей электрического поля означает изменение фазы световой волны на
Основные результаты диссертации опубликованы в работах [65, 81, ИЗ, 115, 117, 124, 149, 150, І57т 160-162, 169, 170, 222-224J , а также докладывались и представлены в материалах: Ш Международной конференции "Лазеры и их применения", Дрезден, ГДР, 1977 г.; УШ Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике, Тбилиси, 1976 г.; IX Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике, Ленинград, 1978 г.; ХХУП Всесоюзном совещании по люминесценции, Эзерние-ки Латв. ССР, 1980 г.; Ш Международном симпозиуме "Сверхбыстрые процессы в спектроскопии", Минск, 1983 г.; 17 Всесоюзной конференции "Оптика лазеров", Ленинград, 1984 г.
Энергия в одиночном УКИ
Вопрос оптимизации энергетических параметров лазеров с ССМ до сих пор подробно не рассматривался. Рекомендации, касавшиеся получения максимальной энергии УКЙ формулировались, как правило, в виде ограничений: лазер должен работать в таком режиме, чтобы энергия УКИ не превышала определенной величины [28,26,76J . Это связано с искажениями формы и спектра импульса, возникающими (обычно на последних этапах генерации) из-за нерезонансных нелинейных явлений (самофокусировка JJ34] , фазовая самомодуляция [77,33,76J ). Влияние этих эффектов приводит к значительному уширению спектра УКИ, разбиению импульса на фрагменты с хаотической временной структурой j_28,78,32J . Во многих случаях искажения УКИ возникают при энергии отдельного импульса на несколько порядков меньшей, чем энергия, запасенная в активной среде. Так в лазерах на \d -стекле гладкие импульсы со спектром соответствующем длительности [76 J имеются в самом начале цуга УКИ [79,28,64,78J , при этом энер - 17 -гая таких "неискаженных" импульсов -0,2 0,5 мдж [79,64,8о] , тогда как энергия гигантского импульса в этих условиях может достигать десятых долей джоуля. В значительной мере, малая допустимая энергия УКИ обусловлена большой плотностью мощности пикосекундных импульсов даже при относительно небольшой энергии (указанные.выше "неискаженные" УКИ лазеров на Nd-сте-кле имеют плотность мощности 0,5 ±Щ ). Ццнако существен-ным является также эффект накопления искажений за счет большого числа проходов импульса через нелинейную среду (как правило, это активный элемент). Проиллюстрируем влияние фактора накопления на величину фазовой самомодуляции УКИ в двух типах лазеров с ССМ - в лазере на N d -стекле [27] и в лазере на рубине при низкой температуре, описываемого в данной работе 2.2.
Цуг УКИ лазера на Nd -стекле содержит, как правило, 40-60 импульсов, а количество проходов по резонатору импульса с энергией 10 мкдж в процессе развития генерации превышает 50 [27 J . Для лазера на рубине при низкой температуре цуг УКИ содержит 3 импульса [І4 8І] , а число проходов УКИ с энергией 10 мкдж - 5 6 (см. 1.6, 2.2). Кроме этого, за счет большего коэффициента усиления, длина активного элемента - рубинового стержня (100 мм) - в 2-3 раза меньше длины стержней из Nd -стекла, обычно используемых в лазерах с ССМ [27,79,64] . Оценку уширения спектра УКИ за счет фазовой самомодуляции можно сделать на основании соотношения [7б] где ДХУс= )I(x)t\(x)dx - так называемая нелиней ная длина L76,77j . - 18 JpcJ- интенсивность излучения Пг. - нелинейная добавка к показателю преломления36 X - продольная координата )}0- несущая частота УКИ Ти- длительность УКИ с - скорость света Если считать, что фазовая самомодуляция обусловлена только нере зонансными нелинейностями в активном элементе, а усиление на рассматриваемом участке экспоненциальное с коэффициентом oL , то можно записать: $« . С- длина активного элемента - число проходов излучения по активному элементу J.- начальный уровень интенсивности J,- конечный уровень интенсивности Теперь зададимся определенным (допустимым) отношением уширения спектра УКИ из-за фазовой самомодуляции к ширине спектра импульса, связанной с конечной длительностью: ЛУ %, . Приравнивая эти величины, характеризуицие уровень фазовой самомодуляции для двух рассматриваемых типов лазеров, получим соотношение для выходных интенсивностей УКИ: , где индексы R и /V относятся к рассматриваемым рубиновому и неодимовому лазеру, соответственно. Учитывая приведенные выше данные по числу проходов мощных УКИ при формировании цуга, получим: JdL /5 — обозначение используется только в данном параграфе.
Таким образом, если пренебречь разницей в П2 , за счет сокращения числа проходов мощного УКИ по резонатору и меньшей длины активного элемента допустимая мощность УКИ на выходе рубинового лазера при низкой температуре более чем на порядок превышает допустимую мощность УКИ для лазера на Nd -стекле.
Если в данном примере учесть разницу в Пг [82,83,84] , в длительности импульсов (в рубиновом лазере Vu в 546 раз больше), то допустимая энергия УКИ vSg,„ в лазере на рубине при 100 К (задан уровень фазовой модуляции -j ) оказывается почти на два порядка больше, чем в лазере на Nd -стекле.
Конкретно, при / — 0,2 мдж для лазера на Nd -стекле [79,80] (диаметр пучка 2 мм), для лазера на рубине при низкой температуре W 20 мдж. При работе с большими диаметрами основного типа колебаний (неустойчивый резонатор) \b/g(fn может достигать десятых долей дж на один УКИ уже в задавшем генераторе.
Несомненно, эти оценки очень приблизительны (результаты прямых измерений уровня фазовой самомодуляции УКИ в рубине будут приведены в 2.2),однако, они показывают, что имеются существенные возможности увеличения энергии "неискаженных" УКИ за счет сокращения числа проходов мощного излучения при формировании цуга УКИ и применения коротких активных элементов с большим коэффициентом усиления.
В целом, то же касается самофокусировки, но здесь полезным может оказаться также использование специальных типов резонаторов. Например, расходящиеся пучки, реализуемые в неустойчивых резонаторах [85J могут ослабить влияние самофокусировки [86, 87J .
Влияние сверхлюминесценции на параметры лазера с плотным нелинейным поглотителем
В заключение главы приведем некоторые оценки влияния сверхлюминесценции на работу описываемых лазеров. В предыдущем рассмотрении этот эффект во внимание не принимался. В то же время, в лазерах с плотными нелинейными поглотителями, как и в других лазерах с большой величиной коэффициента усиления, сверхлюми-несценция (СЛ) может играть значительную роль препятствуя накоплению высокого уровня инверсной населенности. Это в свою очередь ограничивает и количество запасенной в активной среде энергии и достижимый коэффициент усиления, затрудняя применение достаточно плотных нелинейных поглотителей.
Например, расчеты на ЭВМ для лазера на ЯІІГ-Hd (рис. За), не учитывающие СЛ, предсказывают возможность работы лазера с поглотителем с Т0 = 3%. Цуг при этом должен содержать 1-3 импульса, а энергия максимального УКИ достигать десятков мдж. В то же время в экспериментах с AUF:N4 -лазером при температуре активного элемента 100 К [ІІ7] (см. 2.3) генерацию удается получить лишь при использовании поглотителя с начальным пропусканием TQ не ниже 1С$ при любом достижимом уровне накачки (ограничение коэффициента усиления, наступающее при повышении уровня накачки в JUHNd , отмечается в работах 88,89/ (см.рис.6). Цуг УКЙ на выходе этого лазера содержит 5-6 импульсов, а энергия максимального импульса не превышает единиц мдж. В лазере на рубине при низкой температуре удается получить большие, чем в ЛиГ -Hd , уровни коэффициента усиления и реализовать выходные параметры излучения близкие к расчетным. Однако, этот коэффициент усиления и количество запасенной в активной среде энергии, по-видимому, близки к . предельным: при незначительном уменьшении начального пропускания нелинейного поглотителя генерацию не удается получить даже при трехкратном увеличении энергии накачки [9Cf] . Все эти особенности, в той или иной мере, связаны с наличием интенсивной сверхлюминесценции [90,89] . При больших коэффициентах усиления возможно также возникновение паразитной генерации, однако во многих случаях с ней удается успешно бороться [88J , рис. 6. Мы будем считать, что необходимые меры борьбы с самовозбуждением приняты (матированные боковые" поверхности, срезанные под углом к оси торцы стержня и т.д.) и будем учитывать только люминесценцию, усиленную за один проход - сверхлюминесценцию.
Эти оценки хорошо согласуются с данными, полученными экспериментально для ЯиГ-Nd p38j рис. 6, где предельное усиление для слабого сигнала не превышает 100 ( о(, = 4,6). Однако, в рубине при 100 К, как уже говорилось выше, удается реализовать коэффициент усиления на проход оС, - 5,5 6 [Зб. По нашему мнению, такая возможность обусловлена двумя причинами. Во-первых, более слабой зависимостью $ от оС, (26) в случае трехуровневой схемы, по сравнению с 4 уровневой (27). Во-вторых, в упомянутых экспериментах с рубином JJ36,37J длительность импульса накачки Хи = 300 мкс была почти на порядок меньше времени релаксации населенности верхнего лазерного уровня Tj СІ 3 мс: [98j без учета СЛ. Таким образом, дезактивацией этого уровня можно пренебрегать пока % Т1т ("короткая" накачка). В этих условиях, пороговая энергия накачки \Х4" слабо зависит от потерь в резонаторе (трехуровневая схема) и практически не зависит от величины Т (и, следовательно, от 5(d,) ) до тех пор пока Тн . Т,?9ф t т.е. вплоть до значений 5&J -Ю (25)
Таким образом, мы показали, что для рассматриваемых в данной работе лазеров с ССМ с плотными нелинейными поглотителями интенсивная сверхлюминесценция не только ограничивает запасенную в активной среде энергию, но и может препятствовать реализации режима генерации короткого цута УМ из-за невозможности использования достаточно плотных нелинейных поглотителей {fiUf H ).
В заключение главы подведем основные итоги: 1. На основечсовременных представлений о динамике генера ции твердотельных импульсных лазеров с ССМ [23,27] и числен ного моделирования процесса ССМ в них, можно сделать вывод о возможности осуществления, в определенных условиях, режима генерации короткого цуга УКИ с эффективным извлечением запасенной в активной среде энергии и высокой вероятностью полной ССМ за счет использования нелинейных поглотителей с малым начальным пропусканием. 2. Проведенные нами оценки показывают, что в твердотель ных лазерах с ССМ с плотными нелинейными поглотителями при сравнительно больших значениях сечения рабочего перехода актив ной среды ( I0""19 см2 может быть обеспечен умеренный уровень искажений УКИ из-за нерезонансных нелинейных явлений за счет малого числа проходов мощных УКИ по резонатору. 3. Нами показано, что большое влияние на выходные пара метры рассматриваемых лазеров с плотными нелинейными поглоти телями оказывает сверхлюминесценция. Она не только может ограничивать запасенную в активной среде энергию, но и может препятствовать реализации оптимальной для этих лазеров дина мики генерации.
Лазер с самосинхронизацией мод на рубине при 100 К
Все вышеизложенные результаты (короткий цуг, высокая вероятность ССМ, малое уширение спектра из-за фазовой самомодуляции при большой энергии отдельного УКИ, наличие хорошо различимых двух порогов) хорошо согласуются с качественными рассуждениями, численными расчетами главы I и подтверждают возможность построения эффективного и надежного лазера с ССМ при малых начальных пропусканиях нелинейного поглотителя.
В заключение параграфа, остановимся на угловых параметрах излучения описываемого генератора. Расходимость излучения определялась путем исследования распределения в фокусе 100 см линзы. Вид этого распределения представлен на рис. 17а. Оно представляет собой несколько искаженную картину Эйри, характерную для дифракции плоской волны на круглом отверстии JI52] . Более тщательно распределение вблизи фокуса линзы измерялось с помощью зеркального клина [ібзД . Было установлено, что пучок обладает небольшим астигматизмом, обусловле-ным, по-видимому, косо срезанными торцами активного элемента. Распределение интенсивности в точке, расположенной между двумя астигматическими фокусами пучка, где пятно круглое и в одном из фокусов (сечение узкой части распределения) приведены на рис. 176.
Важной характеристикой расходимости излучения является доля энергии пучка, проходящая через диафрагму данного размера, установленную в фокусе линзы. Эти данные позволяют установить, какая часть энергии излучения содержится в крыльях углового распределения. На рис. 18 приведена зависимость доли энергии излучения, проходящей через диафрагму (содержащейся в соответствующем телесном угле) от её углового диаметра 2 для описываемого лазера на рубине. Отметим, что 42$ энергии излучения проходило через диафрагму с диаметром, соответствующем первому нулю картины Эйри, расчитанной для дифракции плоской волны на внутрирезонаторной диафрагме, и 80# энергии проходило через диафрагму вдвое большего диаметра.
Распределение излучения в ближней зоне имело вид крута диаметром — 10 мм, со слабой кольцевой структурой, характерной для дифракции Френеля на круглом отверстии. При окончательной юстировке резонатора мы добивались максимальной симметрии этой картины. Предварительная юстировка проводилась по He-Ne лазеру.
Отличие состояло в том, что пары азота, прежде чем поступить в осветитель, пропускались через медный змеевик 4, погруженный в жидкий азот рис.П. Это позволяло стабильно поддерживать температуру активного элемента на уровне 95 К (см.также 4.3). Накачка осуществлялась двумя лампами ШІ-800, которые питались от батареи конденсаторов емкостью 400 мкф. длительность импульса накачки по полувысоте ^ 250 мксек. Резонатор лазера длиной 60 см был образован двумя плоскими зеркалами на клиновых подложках с коэффициентами отражения 100$ и 50$ (35$). Нелинейный поглотитель (слой раствора красителя толщиной I мм) находился в контакте с глухим зеркалом. Нами использовались растворы красителей JG 3955 в нитробензоле или Jfc 3274 в дихлорэтане. Пропускание нелинейного поглотителя для слабого сигнала в зависимости от типа резонатора составляло 10*32$.
Работа лазера исследовалась для трех различных конфигураций резонатора. В первом случае для выделения основной поперечной моды внутрь резонатора помещалась диафрагма 6 I мм. В двух других случаях осуществлялся режим неустойчивого резонатора за счет установки внутрь резонатора рассеивающей линзы ( f = - 1,5 м) или соответствующим образом настроенного телескопа (см. 2.1 J . Между линзой (телескопом) и активным элементом помещалась диафрагма /$ 3 мм. В случае установки телескопа в резонатор, отношение диаметров пучков в активной среде и нелинейном поглотителе ( УКЯ?, ) составляло 2,5.
Вид цуга для упомянутых трех схем резонатора был практически одинаковым; можно отметить лишь несколько более быстрое нарастание огибающей цуга при использовании резонатора с телескопом внутри.
В первых двух конфигурациях резонатора поперечные сечения пучков в активной среде и нелинейном поглотителе были примерно одинаковы; в этом случае отчетливо наблюдались два порога генерации: порог свободной генерации и порог генерации цута УКИ, с относительной разницей энергий накачки 30-50$. При уменьшении диаметра пучка в нелинейном поглотителе относительно активной среды ( уКй(р ) в 2,5 раза указанная разница пороговых энергий сокращалась до величины, неразличимой на фоне технического разброса энергии накачки от вспышке к вспышке ~ 2%, Качественно эти данные согласуются с результатами расчета по (6)(7), которые предсказывают падение Лрд в сотни раз при изменении Ка<Р в 6 раз.
Самосинхронизация мод в рубиновом лазере при осуществлении генерации нелинейного поглотителя в коротком резонаторе
Эксперимент с генерацией нелинейного поглотителя в отдельном коротком резонаторе проводился в лазере на рубине при температуре 100 К. В отличие от генератора, описанного в 2.2,резонатор в данном случае был образован двумя плоскими зеркалами с коэффициентами отражения 100% и 30% (выходное зеркало) рис.37. Длина резонатора составляла 50 см. Активным элементом являлся рубиновый стержень размером 12x110 мм с брюстеровскими торцами. В качестве нелинейного поглотителя использовался раствор фталоцианина ванадия в специальной кювете 5. Начальное пропускание насыщающегося фильтра TQ составляло 6% при толщине кюветы 5 мм. В эксперименте использовались две кюветы: с матированными боковыми стенками и с боковыми стенками, образованными двумя зеркалами с коэффициентом отражения 100%, отстоящими на расстоянии 4 мм. Эти зеркала образовы вали резонатор, в котором осуществлялась генерация красителя. Его ось перпендикулярна оси резонатора рубинового лазера.
Временной ход излучения рубинового лазера регистрировался фотоэлементом ФЭК-15 и осциллографом И2-7. Бремя релаксации просветленного состояния раствора фтало-цианина ванадия в ацетоне сравнительно длинное Хт » 1 4 не [71,I89J . В нашем случае оно порядка аксиального периода резонатора (3 не) и поэтому ( 1.4), при использовании обычной кюветы с матированными боковыми стенками, ССМ не наблюдалась; лазер работал в режиме гладкого гигантского импульса рис, 38а. Отметим, что этим в существенной мере был обусловлен выбор красителя в данном эксперименте. Когда раствор красителя помещался в резонатор ("зеркаль ная" кювета), наблюдалась устойчивая (практически в каждой вспышке) синхронизация мод рубинового лазера рис. 386. Это указывает на сокращение эффективного времени релаксации про Ф нелинейного поглотителя при воз буждении в нем генерации.
Для оценки длительности генерируемых рубиновым лазером в этом режиме УКИ (и в какой-то мере Xv j7l] ) осциллограммы генерации сопоставлялись с расчитанными на ЭВМ свертками импульсов гауссовой или лоренцевой формы различной длительности и аппаратной функции канала регистрации . Форма аппаратной функции1 регистрировалась при подаче на фотоэлемент УКИ, длительность которого заведомо короче временного разрешения системы ФЭК-15 - осциллограф И2-7 ( I не). Такие импульсы длительностью 35 пс получались на том же лазере при использовании "быстрого" нелинейного поглотителя (крип-тоцианин в ацетоне, Tf— 22 пс) [ill] . -Аппаратная функ ция нашей системы регистраци имела полуширину 90Q пс.
На рис. 39 приведен пример сопоставления расчетных сверток для гауссова и лоренцева импульсов с полученными в эксперименте осциллограммами. Видно, что свертка аппаратной функции регистрирующей системы с импульсом лоренцевои формы близка к наблюдаемому сигналу, однако, с определенностью судить о;,форме исходного импульса данный метод не позволяет; может быть сделана лишь оценка длительности. Обработка большого числа ( 100) осциллограмм показала, что УКЙ, генерируемые в данной схеме имели длительность не меньше 300 пс. В 50$ случаев длительность импульсов по полувысоте Тм не превышала 400 пс. Это почти на порядок меньше Т , указанного раствора фталоцианина ванадия в обычных условиях. Отметим, что Тц соответствует 10-15 проходам излучения поглотителя по его резонатору и совпадает с оценкой времени развития генерации красителя в наших условиях.
Таким образом, в данном эксперименте продемонстрирована возможность качественного изменения характера генерации рубинового лазера с нелинейным поглотителем при возбуждении генерации в последнем.
В описанной схеме излучение красителя совершало более 100 і.проходов по своему короткому резонатору и сильно затухало в промежутке между двумя последовательными импульсами накачки - УКЙ рубинового лазера.
