Главная страница  Принципиальная схема лазера 

[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [ 22 ] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35]

Лучи с ф>фо отклоняются от оси пучка, лучи с ф<фо откл

няются к оси пучка. В пучке, фазовый фронт которого н входе в среду является плоским, угол фо определяется Д1и ракцией: фд = 0,61л/("о • 2а). При фо<Фд пучок расходится, од нако угол расходимости меньше, чем в линейной среде. Пр Фо = фд нелинейная рефракция полностью компенсирует ди( ракционную расходимость и форма пучка остается неизмен ной при распространении его, в нелинейной среде. Этот режи

• /.\>-<</<

•.. / -г

/;[

/•.• /•.

. : . /

/ *

Рис. 64. Оценка условия самофокусировки

называется режимом самоканализации светового луча. Пр фо>фд лучи отклоняются к оси пучка, т. е. происходит сам фокусировка, В реальных световых пучках интенсивность следовательно, показатель преломления возрастают от крае к оси пучка. По мере приближения к фокусу лучи все бол искривляются, т. е. самофокусировка имеет лавинный хара тер и в мощном световом пучке вслед за первым фокусо может появиться ряд последующих.

4.4.2. Генерация второй гармоники

Под поляризацией среды понимают дипольный момен приобретаемый атомами или молекулами среды иод дейс вием световой волны. При небольших интенсивностях свет поляризация линейно зависит от напряженности поля:

9 %Е, (4.

где X -линейная восприимчивость среды.

Даже в сильных лазерных полях отличие связи поляриза ции и электрического поля от линейной не слишком велико

и зависимость (4.9) для больших интенсивностей можно записать в виде степенного ряда:

= х£ 4- х- + С + . . . или =., + „л,

где ллЯ, а ?„д - остальная часть ряда.

Поскольку отношение каждого последующего члена ряда к предыдущему пропорционально ~ 1/£а, то все последующие члены уменьшаются очень быстро. Одним из наиболее интересных эффектов квадратичной восприимчивости х является генерация второй гармоники. В поле монохроматической волны с координатой г и частотой v нелинейная часть поляри-зованности имеет вид

нл-Х3 cosTo --•О = хо + {хЯсо8(2сро-2V-C) . (4.10)

Первый член не зависит от времени. Это значит, что в нелинейной среде при прохождении через нее интенсивной световой волны возникает статическая поляризованность, создающая постоянное однородное электрическое поле, как в плоском конденсаторе, т. е. происходит оптическое детектирование электрического поля. Второй член в правой части уравнения (4,10) изменяется с удвоенной частотой основной волны 2v. Этим объясняется генерация второй гармоники в нелинейной среде.

Ьпервые генерация второй гармоники была осуществлена в 1961 г. П, А, Франленом в США. Освещая кристалл кварца монохроматическим пучком рубинового лазера = 0,694 мкм), он наряду с первоначальным пучком зарегистрировал также ультрафиолетовое излучение (Х,»0,347 нм), что соответствует частоте второй гармоники. Однако коэффициент преобразования энергии в энергию второй гармоники был чрезвычайно мал ( - 10-). Дальнейшие исследования позволили найти более подходящие вещества. Наилучшими нз них являются кристаллы аммиачного (АДР) и калиевого (КДР) ортофосфоритов.

Генерация второй гармоники в нелинейных кристаллах используется для преобразования инфракрасного излучения мощных лазеров в видимое.

Эффективным является получение второй гармоники в лазерах на ИАГ : Nd3+ и стекле с неодимом. Для таких лазеров вторая гармоника представляет собой зеленый свет с -Х =«0,53 мкм. При оптимальной ориентации кристалла удается



получить кпд преобразования около 20.,, 30 %. Еще более интересным может оказаться помещение нелинейного крис- талла внутрь резонатора. Если использовать зеркала, отражающие все основное излучение и пропускающие только вторую гармонику, то КПД преобразования может быть выше.! Излучение на второй грамонике удается получить и для непрерывных газовых лазеров.

Аналогичным образом при достаточно высоких интенсив-ностях излучения может быть получено излучение на третьей и более высоких гармониках.

4.4.3. Обращение волнового фронта

В конденсированных средах тепловое движение проявляется в колебаниях атомов и молекул. Из-за сильной связи атомов друг с другом эти тепловые колебания формируют набор плоских звуковых волн широкого диапазона частот, распространяющихся во всевозможных направлениях. Их спектр простирается от низких звуковых частот до гиперзвуковых (10... 10" Гц). Рассеяние света на упругих волнах, обусловленных тепловым движением, называется рассеянием Мандельштама-Бриллюэна (РМБ).

С точки зрения квантовой физики рассеяние Мандельштама-Бриллюэна можно представить как рассеяние фотонов частоты V на фононах (частицах, соответствующих звуковой волне так же, как фотоны соответствуют световой волне), движущихся в направлении распространения звуковой волны со скоростью V и имеющих энергию hv/2. При рассеянии на фононах фотон частоты v исчезает, преобразуясь в фонов частоты Av и фотон частоты v±Av. Знак изменения частоты определяется направлением распрострапения звуковой волны. Вероятности испускания фонона и появления нового рассеянного фотона не зависят от наличия фотонов, и в этом смысле рассеяние можно считать спонтанным процессом.

Если иитенсивность падающего света велика, то в результате РМБ увеличится количество фононов, движущихся навстречу световому лучу, а следовательно, возрастает количество фотонов с частотой v-Av. Вероятность рассеяния, пропорциональная числу фононов (т. е. амплитуде звуковой волиы), увеличивается, рождение фононов и фотонов рассеянного света происходит интенсивнее. При этом иитенсивность .зуковой волны н компоненты рассеянного света с частотой

Av лавинообразно нарастают. Такой процесс называется вынужденным рассеянием Мандельштама-Бриллюэна (ВРМБ).

При достаточно большой интенсивности исходного светового пучка, когда усиление превысит потери, амплитуды упругой волны и рассеянного света будут нарастать по мере распространения в нелинейной среде. Поскольку энергия этих волн берется из падающей световой волны, то нарастание будет продолжаться до тех пор, пока интенсивность рассеянного назад света не станет сравнима с интенсивностью падающего пучка.

В качестве сред с нелинейными оптическими характеристиками для получения эффекта ВРМБ наиболее часто используют сероуглерод CSz, ацетон, метан под высоким давлением. Если волновой фронт когерентного падающего луча отличается от плоского, то при ВРМБ наблюдается исключительно важное, с точки зрения лазерной техники, явление обращения волнового фронта. Суть его заключается в том, что волновой фронт излучения, рассеянного назад в нелинейной среде, в точности воспроизводит сколь угодно сложную структуру волнового фронта падающего пучка, отличаясь лишь противоположным направлением распрострапения.

Интерес к этому эффекту связан, прежде всего, с возможностью его использования для коррекции волновых фронтов излучения лазеров. В активных средах мощных лазеров, к сожалению, присутствуют оптические неоднородности (см. подразд: 4,3), связанные с особенностями протекающих в них рабочих процессов, что приводит к существенному искаже-, иию волнового фронта выходящего излучения и, следователь-о, к увеличению расходимости лазерного луча.

Обращение волнового фронта на основе ВРМБ позволяет осуществить самокомпенсацию искажений, вносимых фазовыми неоднородностями активной среды. При этом, что особенно важно, компенсируются не только статические, но и динамические фазовые искажения. На рис. 65 представлена возможная схема формирования мощного лазерного излучения ысокого качества с помощью обращения волнового фронта.

Луч маломощного генератора, в котором удается обеспечить дифракционную расходимость, поступает в усилитель, активная среда которого характеризуется наличием фазовых неоднородностей. Эти неоднородности искажают волновой



фронт и ухудшают расходимость усиленного излучения. Пс еле обращения волнового фронта в среде с нелинейными ха рактеристиками за счет ВРМБ излучение вновь проходи!

„ ВолноЬои сррснт поело Отраженный

BoMoSou <РРО>Год„о,ратиого прохода 1 ШноЁой

генератора

генератор


через с/си/11/me/ib

фронт

Усилитель

Волновой дзронт после двойного прохода через ycunume/ib

Среда с нелинейными оптическими характеристиками

Рис. 65. Двухпроходная схема самокомпенсйции искажений волнового

фронта усилителя

рез усилитель, причем те неоднородности, которые на пря-1 мом проходе искажали фазовую структуру пучка, на обрат-j ном выправят обращенную и усиленную волну до высокогс качества исходного луча.

4.4.4. Вынужденное комбинационное рассеяние

При рассмотрении молекулярного рэлеевского рассеяния света предполагалось, что для монохроматического падающего излучения рассеянное излучение характеризуется той же частотой. Однако при рассеянии света в среде частотой V, содержащей многоатомные молекулы, в спектре рассеянного света наблюдаются добавочные линии (сателлиты), сопровождающие каждую из спектральных линий первичного света. Это явление называется комбинационным рассеянием. Рассеянное излучение оказывается промодулироваиным по частоте внутримолекулярными колебаниями атомов, составляющих молекулы рассеивающей среды. В спектре рассеянного излучения появляются составляющие с частотами v±Av, где Av -частота собственных колебаний атомов. Таким образом, спектр комбинационного рассеяния состоит из трех

частот: основной v и двух боковых частот -v+Av, йазывае-мой стоксовой Компонентой, и v-Av, называемой антистоксовой компонентой.

Исследование спектров комбинационного рассеяния представляет собой исключительно перспективный метод изучения различных сред, поскольку спектры комбинационного рассеяния каждого вещества несут много информации о внутримолекулярных взаимодействиях и структуре молекул. С ростом интенсивности падающего монохроматического излучения может возникать качественно новый вид комбинационного рассеяния - вынужденное комбинационное рассеяние (ВКР). При малой интенсивности падающего излучения фазы отдельных рассеянных квантов случайны, поскольку случайны и фазы собственных колебаний отдельных атомов в молеку-тах. В результате рассеянное излучение некогерентно. При иольшой интенсивности падающего когерентного излучения yd счет нелинейности среды в ней возбуждаются интенсивные когерентные внутримолекулярные колебания, резко воз-частает интенсивность рассеянных компонентов и их состав. Появляются кванты с частотами v + nAv и v-nAv, где п = = 1, 2, 3... . Их называют соответственно первая, вторая, третья стоксовые (частоты v + nAv) и антистоксовые компоненты (частоты V-rtAv).

Явление ВКР используется для плавной перестройки частоты лазерного излучения. Поскольку рассеиваютцими средами могут быть различные газы, жидкости и твердые тела, а Av определяется огромным количеством энергетических состояний в них (электронных, колебательных, вращатель-.ных), то с помощью ВКР перестройка частоты может осу-Н1ествляться в широком спектральном диапазоне.

На рис. 66 показана одна из возможных схем перестройки частоты излучения лазера. Излучение С02-лазера фокусируется на полупроводниковый кристалл InSb. Изменение магнитного поля Я, приложенного в направлении, перпендику-тярном излучению, позволяет плавно изменять расстояние между спиновыми подуровнями (т. е. изменять Av) в кристаллической решетке полупроводника и, следовательно, частоту рассеянной компоненты излучения (показана на рисунке жирными стрелками). Существуют и другие способы регулирования частоты лазерного излучения на основе ВКР-




[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [ 22 ] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35]

0.0137