Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ
1.1. Обращение волнового фронта оптического излучения: Основные понятия и свойства 9
1.2. Методы ОВФ в нелинейных средах. Вырожденное четырехволновое взаимодействие 14
1.3. Механизмы нелинейного взаимодействия и среды для ОВФ ЧВ на длине волны 10,6 мкм 19
1.3.I Механизм нелинейности третьего порядка связанной с ангармоничностью колебаний осциллятора ZZ
1.3.I.I Ангармонизм движения связанных электронов в полупроводниках 22
1.3.1.2. Ангармонизм колебательного движения в моле кулярных газах 26
1.3.2. Нелинейная восприимчивость свободных носителей в полупроводниках. 27
1.3.3. Генерация свободных носителей 31
1.3.4. Эффекты насыщения 35
ГЛАВА II. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ОТРАЖЕНИЯ ПРИ ЧВ ИЗЛУЧЕНИЯ ИМПУЛЬСНОГО С02-ЛАЗЕРА 45
2.1. Импульсный одномодовый одночастотный лазер 46
2.2. Приборы и методы измерения параметров излучения импульсных COg- лазеров 53
2.3. Исследование характеристик одномодового одночас- *
тотного импульсного COg- лазера 60
2.4. Экспериментальная установка для исследования отражения при ЧВ и методика измерения эффективности отражения 67
2.5. Исследование отражения при ЧВ в (? II
ГЛАВА III. ОТРАЖЕНИЕ ПРИ ЧВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ. 75
3.1. Вклад теплового механизма нелинейности в отражение при ЧВ в полупроводниках 75
3.1.1. Расчет вклада теплового механизма нелинейности в эффективность отражения при ЧВ 75
3.1.2. Экспериментальные результаты 81
3.2. Исследование отражения при ЧВ в InHs, InS6 и Ga$& S5
3.2.1. Измерение коэффициента линейного поглощения..... 85
3.2.2. Измерение порога разрушения 88
3.2.3. Измерения констант нелинейного поглощения в InS6*Info 93
3.2.4. Расчет эффективности отражения при ЧВ с учетом линейного и нелинейного поглощения 99
3.2.5. Зависимость /І от - в образцах при комнатной температуре 101
3.2.6. Влияние температуры на fC при ЧВ в узкозонных полупроводниках I0S
3.3. Нелинейная восприимчивость третьего порядка Y
в Inh жІҐіЬе 118
ГЛАВА ІV. ИССЛЕДОВАНИЕ ОТРАЖЕНИЯ ПРИ ЧВ В РЕЗОНАНСНЫХ МОЛЕКУЛЯРНЫХ ГАШ 126
4.1. Механизмы нелинейности при ЧВ в молекулярных газах 127
4.1.1. Исследование отражения при ЧВ в BCL 128
4.1.2. Исследование отражения ЧВ вSP ...Г35
4.2. Отражение в SB при нестационарном 41 138
4.3. Отражение в S при стационарном ЧВ 142
ПРИЛОЖЕНИЕ. Температурная зависимость показателя преломления в полупроводниках. 159
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ І6Г
ЛИТЕРАТУРА 163
- Обращение волнового фронта оптического излучения: Основные понятия и свойства
- Импульсный одномодовый одночастотный лазер
- Вклад теплового механизма нелинейности в отражение при ЧВ в полупроводниках
- Механизмы нелинейности при ЧВ в молекулярных газах
Введение к работе
Разработка методов обращения волнового фронта (ОВФ) в средней инфракрасной (ИК) области спектра представляет особый интерес в связи с тем, что именно в этом диапазоне работают наиболее мощные и эффективные лазеры на молекулах HF » DF » СО, С02. В отличие от видимого и ближнего ИК диапазона длин волн, где основные результаты по практическому применению явления ОВФ получены методом самообращения при вынужденном рассеянии на гиперзвуковых волнах (ВРМБ), в средней Ж области спектра, этот метод до сих пор не реализован, единственным методом получения ОВФ в этом диапазоне на сегодняшний день пока является метод вырожденного четырехволно-вого взаимодействия (ЧВ).
ОВФ-зеркало, как и любое другое зеркало характеризуется определенным набором свойств. Для ОВФ-зеркал это-качество обращения, эффективность отражения, динамический диапазон, спектральные и поляризационные свойства. В настоящее время при вырожденном ЧВ, в том числе и в среднем ИК диапазоне длин волн продемонстрирована возможность получения высокого качества ОВФ / Zb,40 / % проведены исследования динамического диапазона /41,43/$ спектральных и поляризационных /i4tZ4/ свойств ОВФ-ЧВ зеркал. Все эти свойства не проявляют какой либо специфической зависимости от частоты излучения. В то же время эффективность отражения Ц, зависит квадратично от частоты излучения и, следовательно, в области например, 10,6 мкм /t оказывается уменьшенным более чем в 100 раз по сравнению с эффектом в видимом диапазоне при прочих равных условиях. Из-за этого, в частности, реально достигнутые /и в среднем Ж диапазоне для лазерных импульсов микросекундной длительности не превышают ~ 20$. В этой связи поиск и исследование нелинейных сред, пригодных для реализации высоких эффективностей отражения лазерного излучения в среднем Ж диапазоне представляется важной и актуальной задачей.
Данная работа посвящена поиску и исследованию нелинейных оптических сред для эффективного отражения при ЧВ излучения импульсных СОр- лазеров, а также анализу механизмов, ответственных за нелинейное взаимодействие в этих средах.
В основные задачи диссертации входило: - исследование физических механизмов нелинейного взаимодействия определяющих эффективность отражения при ЧВ в различных нелиней ных средах на 10,6 мкм - выбор наиболее перспективных нелинейных сред для эффективного отражения при ЧВ излучения импульсных СО?- лазеров и определение предельных величин эффективностей отражения в этих средах.
На защиту выносятся следующие положения:
Обнаружено отражение при ЧВ в полупроводниках на 10,6 мкм за счет теплового механизма нелинейного взаимодействия, которое для характерного импульса СО?- лазера в оптимальных условиях может достигать 40$.
Показано, что предельная эффективность ЧВ отражения в узкозонных полупроводниках, прозрачных в области 10,6 мкм определяется константами линейного и нелинейного поглощения и константой нелинейного взаимодействия для каждого конкретного образца и может достигать значений, превышающих ~ 100$.
3.Измерена константа нелинейного поглощения в 1/7/is , составляющая при температуре 300К ~ 0,14 - 0,07 см /МВт3.
4. Измерены нелинейные восприимчивости третьего порядка в Ifl/?S и If]S на 10,6 мкм, составляющие ~ Ю~7 и Ю"5 СГСЕ, соответственно, и превышающие расчетные данные в ~ 30 раз в ив ~ 1000 раз в
5. Экспериментально доказано, что основным механизмом нели нейного взаимодействия при ЧВ в резонансно поглощающих молекуляр ных газах на 10,6 мкм является модуляция коэффициента поглощения за счет насыщения резонансоного перехода. Установлено, что в ста- ционарных условиях максимальное отражение при точном резонансе не может превышать 10-15$.
6. Обнаружено аномально большая эффективность отражения (до 80$) при нестационарном взаимодействии в резонансно поглощающих газах и дана физическая интерпретация обнаруженного эффекта.
В первой главе диссертации изложен обзор литературы по обращению волнового фронта лазерного излучения в нелинейных средах. Наиболее подробно обсуждается метод ЧВ. Проводится анализ нелинейных механизмов ответственных за отражение при ЧВ на длине волны 10,6 мкм.
Во второй главе описывается экспериментальная техника. Приведены описание конструкции разработанного гибридного СО^-лазера, приборов и методов измерений параметров лазерного излучения, характеристики одномодового одночастотного импульсного СОг,- лазера, схема экспериментальной установки для исследования отражения при ЧВ в различных материалах на 10,6 мкм и методика измерения эффективности отражения при ЧВ.
Третья глава посвящена исследованию эффективности отражения при ЧВ в полупроводниках. Прежде всего измерены основные оптичес кие характеристики (пороги поверхностного пробоя, коэффициенты линейного и нелинейного поглощения) исследуемых образцов, проведены расчет и экспериментальное исследование вклада теплового механизма нелинейности в эффективность отражения. Рассмотрен вопрос об эффек тивности отражения при ЧВ с учетом нелинейного поглощения. Иссле дована зависимость эффективности отражения от интенсивности накачки и длины взаимодействия в образцах с разными концентрациями равновесных примесных носителей при разных температурах. Измерены нелинейные восприимчивости третьего порядка в этих образцах, рассмотрен вопрос оптимизации длины взаимодействия и интенсивности накачки с точки зрения получения максимальной эффективности отражения при ЧВ, указаны пути её повышения.
В четвертой главе экспериментально определен основной механизм нелинейного взаимодействия в резонансно поглощающих молекуляр ных газах. Отмечен стационарный характер взаимодействия в &Cf3 и нестационарный характер в 5Я ПРИ низких давлениях. Предложен модель, объясняющая наблюдаемую в Р высокую эффективность отражения в условиях нестационарного взаимодействия. Найдено и реализовано условие получения стационарного взаимодействия. Сформулированы критерии подбора молекулярных газов с целью получения высоких эффективностей.
В заключение приведены основные результаты работы и выводы.
Основной текст диссертации изложен на 109 страницах, список литературы на II страницах включает 103 наименования, количество рисунков - 52, таблиц 16. Основные результаты диссертации опубликованы в работах /99 ~05/.
Обращение волнового фронта оптического излучения: Основные понятия и свойства
Прежде чем перейти к анализу имеющихся в литературе теоретических и экспериментальных работ по вопросам, близким к исследованным в диссертации (1.2, 1.3), целесообразно остановится на основных свойствах обращенной волны и определениях, характеризующих явление ОВФ.
Рассмотрим монохроматическую волну с круговой частотой СО » распространяющуюся в направлении + , где Kp = Qr - модуль волнового вектора, р(Ю медленно меняющаяся комплексная амплитуда поля и к.с- означает комплексное сопряжение. р(ї\) в (І.І)содержит не только пространственную информацию о поле, а также описывает состояние поляризации. Эту волну назовем сигнальной. Волна, которая является идеально обращенной относительно сигнальной Ep(f)t-) определяется как
т.е. обращенная волна имеет круговую частоту СО и комплексно-сопряженную с сигнальной волной пространственную часть при неизменной временной части. Из({,1) и.2) следует, что сигнальная и обращенная волны также связаны соотношением
Это означает, что обращенная волна распространяется так, как есличжгнальная волна распространялась обратно во времени, или другими словами, эволюция волнового фронта сигнальной волны происходит в обратной последовательности (обращение времени). Поскольку с математической точки зрения операции обращения волнового фронта соответствует комплексное сопряжение сигнала, иногда в литературе эффект ОВФ называют эффектом фазового сопряжения, а обращенную волну-сопряженной волной.
Устройство, позволяющее получать обращенную волну, называется обращающим зеркалом (03). Пока не затрагивая вопрос о физических причинах, приводящих к генерации обращенной волны в таком зеркале, рассмотрим основные свойства обращающего зеркала.
На рис.1.1. показан ход лучей расходящейся сигнальной волны после отражения от обычного и обращающего зеркала. Обычное зеркало изменяет направление распространения волны согласно закону зеркального отражения и расходящийся пучок после отражения рстается расходящимся. После " отражения" от идеально обращающего зеркала лучи возвращаются по пройденному пути назад к тому месту, откуда вышли, и расходящийся пучок становится сходящимся. Из уравнений (I.I) и (1.2) следует, что идеальное 03 обращает не только волновой фронт, а также состояние поляризации. Например, сигнальная волна с правой круговой поляризацией (ПКП) после " отражения" от 03 будет иметь П-ВД.А при отражении от обычного плоского зеркала плоская волна с ПКП имеет левую круговую поляризацию (ЛКП) (рис.1.2). Обращенная волна, как и сигнальная,являются решением уравнений Максвелла, описывающих распространение электромагнитной волны в среде. Это есть следствие инвариантности этих уравнений относительно замены знака времени.
Импульсный одномодовый одночастотный лазер
В общим случае частота собственных типов колебаний резонатора зависят как от продольных, так и от поперечных индексов, поэтому для получения одночастотного режима генерации селекцию продольных мод обычно провидят одновременно с селекцией поперечных мод.
Для выделения низшей поперечной моды (ТЕМоо) в резонатор обычно вводится диафрагма диаметром Z , который выбирается из требования, чтобы число Френеля резонатора было порядка единицы ( Z &Я , d - длина резонатора, Я - длина волны излучения).
Для выделения одной продольной моды существует ряд способов.
1) Путем уменьшения длины резонатора CL можно добится зшеличения частотного интервала между продольными модами резонатора Л у - т с тем, чтобы в полосу генерации (под полосой генерации понимают частотный диапазон, в пределах которого усиление активной среды за цикл превышает потери) попала только одна продольная мода / 5в /.
2) Использование дополнительного эталона Фабри-Перо / 5$ /
3) Помещение внутрь резонатора ячейки с насыщающимся поглотителем /б /
4) Использование тонкой ( - толщина пленки) поглощающей пленки, которая эффективно поглощает все продольные типы колебаний, для которых поверхность поглощающей пленки не совпадает с узлами стоячей волны /$в,$8/
5) Получение одночастотного режима с помощью гибридного лазера
Метод I) выделения одной продольной моды, обладает тем недостатком, что с уменьшением длины резонатора ( а соответственно, и усиливающей среды) сильно уменьшается активный объем лазера для низшей поперечной моды и, следовательно, выходная энергия лазера. Использование методов 2),3) и 4) ограничивается тем, что помещаемые в резонатор элементы изменяют свои свойства под действием излучения большой мощности, вносят дополнительные потери, а в 2) и 4) требуется стабилизация положения элементов с точностью до десятых или сотых долей длины волны.
Предложенный в работе / 53 / метод получения одночастот-ного режима QQ 2 лазера, так называемый метод гибридного лазера (ГЛ), не обладает этими недостатками, позволяет надежно выделять одну продольную моду, а также . прост в работе. Поэтому для получения одночастотного одномодового режима работы СО - лазера был выбран этот метод.
ГЛ состоит из секции низкого давления (СБД) и секции высокого давления (ОВД), расположенных в одном резонаторе. Принцип работы такого лазера состоит в следующем. Спектр излучения лазера без специальной секции мод определяется однородно уширенной линией излучения СВД и превышением накачки над порогом генерации. При рабочем давлении газа р в С02- лазерах ширина полоса усиления в рабочей смеси составляет Д =50 МГц +Y( Р +0 & +3 Я/& ) / 60 /. где Rn ,Р, 7 Р. - парциальные давления газов, У =5 МГц/тор, d =0,8, В =0,5, первое слагаемое (50 МГц) соответствует ушире-нию полосы усиления за счет теплового движения молекул при комнатной температуре
Вклад теплового механизма нелинейности в отражение при ЧВ в полупроводниках
Исследования отражения при ЧВ в 6-Є (см.2.5) показали, что при ЧВ наряду с передним пичком отражение наблюдается и на хвосте импульса. Простые оценки свидетельствуют о том, что наблюдаемое отражение на хвосте, в отличие от переднего пичка обусловлено не электронным механизмом нелинейности. Как следует из рис.2.10, несмотря на то, что интенсивность лазерного излучения на хвосте импульса спадает со временем (рис.2.10.1), ft растет. Такая зависимость /?, от времени характерна для механизма нелинейного взаимодействия с большим временем релаксации ( І мкс). В полупроводниках среди возможных механизмов нелинейности только тепловой механизм может обладать столь большим временем релаксации. Суть этого механизма заключается в следующем. Хорошо известно, что взаимодействие излучения с веществом сопровождается большим или меньшим тепловыделением. Вследствие температурной зависимости показателя преломления вещества в условиях пространственной модуляции плотности энергии при ЧВ в среде образуется фазовая решетка, что наряду с перечисленными выше механизмами будет давать вклад в отражение при ЧВ. (При взаимодействии излучения с широким классом поглощающих веществ он может быть даже доминирующим).
Расчет вклада теплового механизма нелинейности в эффективность отражения при ЧВ. Тепловой механизм нелинейности относится к скалярным типам взаимодействия, и следовательно третий член в выражении (1.8) равен нулю. Поэтому для получения выражения для эффективности отражения можно использовать голографическую интерпретацию ЧВ.
Рассмотрим задачу в Борновском приближении. Эффективность голограммы, записываемой сигнальной и опорной волнами, опиывается формулой / 72 /
Механизмы нелинейности при ЧВ в молекулярных газах
Как следует из Главы I (1.3.1.2 и 1.3.4), ответственными за отражение при ЧВ в резонансно поглощающих молекулярных газах могут являться механизмы нелинейности, связанные с ангармоничностью колебательного движения /25/ и насыщением резонансного перехода при взаимодействии молекул с излучением /38/ .
Согласно Елей и Роговину /25/ механизм нелинейности, обусловленной ангармонизмом колебательного движения, может стать доминирующим при низких давлениях, когда ширина линии перехода определяется допплеровским уширением и при низких интенсивностях накачки, когда эффекты насыщения еще не сильно сказываются. В этих условиях, как следует из (1.22), при JM I эффективность отражения квадратично зависит от интенсивности накачки, и обратно пропорционально давлению газа, R fyp . А при % » I R P/f , то есть растет квадратично в зависимости от давления газа и при этом эффективность отражения больше при меньших интенсивностях.
Поэтому, для того чтобы определить какой механизм нелинейности является ответственным за отражения при ЧВ в молекулярных газах, была исследована зависимость эффективности отражения от давления газа в кювете при различных интенсивностях первой опорной волны.
Исследуемый резонансный газ при различных давлениях находился в кювете, которая представляла собой отрезок стеклянной трубки диаметром 20 мм и длиной 14 мм, с наклейными с двух сторон окнами из А/аСв . Давление газа в кювете измерялось масляным манометром (при давлениях 15 тор) и пружинным вакууметром при больших давлениях.
