коэ / Лабы КОЭ / 2017ГенГарм

2. ИССЛЕДОВАНИЕ ГЕНЕРАЦИИ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ

ТВЕРДОТЕЛЬНОГО ЛАЗЕРА С ДИОДНОЙ НАКАЧКОЙ

Цель работы – исследование процесса нелинейно-оптического формирования второй гармоники твердотельного лазера с накачкой излучением инжекционного полупроводникового лазера.

Основные положения. Для нелинейной оптики характерна зависимость оптических параметров того или иного вещества от интенсивности падающего излучения. Типичным примером нелинейно-оптического эффекта, который нашел широкое практическое применение, может служить генерация второй гармоники лазерного излучения.

Распространение оптического излучения в среде происходит в результате эффекта переизлучения. Он состоит в том, что при падении внешнего излучения на вещество в области взаимодействия происходит поляризация среды. Ее следствиями являются возникновение собственного излучения среды, поляризация соседних областей, новое собственное излучение среды и т. д. Степень поляризации среды, или электрический дипольный момент, наведенный в среде внешним излучением, определяется диэлектрической восприимчивостью среды  и напряженностью электрического поля Е внешней волны: Р =  Е. При низких уровнях Е (линейная оптика)   f (E). В интенсивных пучках мощных лазеров напряженность световой волны возрастает до уровня напряженности электрического поля атома, что приводит к проявлению зависимости свойств среды от Е. В частности, в этих условиях для изотропной среды диэлектрическая восприимчивость  = f (E) = _I + _II Е + + _III Е² + …, где _I, _II, _III – диэлектрические восприимчивости для первой, второй и третьей гармоник соответственно. Тогда выражение Р = _IЕ + + _II Е² + _III Е³ + … будет характеризовать нелинейно-оптический эффект в среде. В зависимости от значений диэлектрических восприимчивостей _II, _III среды подразделяют на квадратичные, кубические и т. д. При распространении излучения в квадратичной среде (_II  _III) вдоль оси z излучения основной гармоники c круговой частотой _I = 2_I и скоростью v_I степень поляризации определится как

P (t) = _IE₀ cos (_It  z / v_I ) + _II cos² (_It  z / v_I ) =

= _IE₀ cos (_It  z / v_I ) + 0.5_II  1 + cos (2_It 2 z / v_I ). (2.1)

Таким образом, при воздействии на квадратичную среду интенсивного монохроматического, обычно лазерного, излучения с исходной частотой _I в ней дополнительно может возникнуть вторая гармоника излучения с частотой _II = 2_I. Условием возможности передачи энергии от первой гармоники ко второй является равенство скоростей их распространения в среде  условие волнового синхронизма: v_I = v_II или с / n_I = с / n_II и, следовательно, n_I = = n_II, где c  скорость света в вакууме; n_I, n_II  показатели преломления среды для первой и второй гармоник излучения.

Для генерации второй гармоники чаще всего используют одноосные двулучепреломляющие кристаллы, в которых могут существовать “обыкновенный” и “необыкновенный” лучи. Скорость “обыкновенного” луча в кристалле v_о = с / n_о не зависит от направления распространения, характеризуемого углом , что предопределяет зависимость n_о = f () в виде окружности (рис. 2.1). Напротив, скорость v_е и показатель преломления n_е “необыкновенного” луча зависят от направления распространения.

Рис. 2.1. Волновой синхронизм в одноосном кристалле

Функция n_е = f () имеет вид эллипса, а при  = 0 выполняется равенство n_е = n_о. Для сред с нормальной дисперсией повышение частоты падающего излучения сопровождается ростом показателя преломления. Тогда показатели преломления для вторых гармоник будут выше, чем для первых: и . Если свойства кристалла таковы, что окружность и эллипс пересекаются, то имеется такое направление распространения излучения  = = _с, при котором и условие волнового синхронизма выполняется.

Состояние волнового синхронизма очень критично направлению распространения: отклонение на единицы градусов от условия  = _с приводит к спаду мощности второй гармоники на 50 %. Для всех нелинейно-оптических кристаллов показатели преломления n_е, n_о являются функциями температуры среды и длины волны (частоты) излучения. В итоге эффективность генерации второй гармоники зависит не только от свойств кристаллов, используемых в качестве нелинейных сред, их геометрии и пространственной ориентации относительно оси лазерного пучка, но и от степени монохроматичности и направленности пучка основной гармоники лазерного излучения.

Как видно из (2.1), второе слагаемое в функции поляризуемости среды, отвечающее за формирование второй гармоники, сильно квадратично зависит от напряженности электрического поля падающей волны Е. Это означает, что эффективность генерации второй гармоники тем выше, чем больше Е, т. е. чем выше плотность исходного лазерного излучения. Увеличение эффективности генерации второй гармоники при неизменном уровне мощности накачки лазера может быть достигнуто при переходе от непрерывного к импульсному режиму. Наилучшие результаты достигаются в режиме модулированной добротности резонатора, который характеризуется высокой импульсной мощностью лазерного излучения.

Нелинейно-оптическая среда, в которой происходит преобразование основной гармоники во вторую, принципиально может размещаться внутри или вне основного резонатора лазера. Внутрирезонаторное преобразование гармоник более эффективно, так как плотность когерентной мощности, циркулирующей внутри оптического резонатора и воздействующей на нелинейную среду, во много раз выше, чем в выходном излучении лазера. В этом случае генерация второй гармоники имеет высокий КПД преобразования _II, достигающий при оптимальном согласовании десятков процентов.

При расположении нелинейно-оптического кристалла вне резонатора реализуется однопроходное преобразование, а в лазерном пучке за кристаллом присутствуют одновременно и первая, и вторая гармоники. Для повышения эффективности внерезонаторного преобразования применяют фокусировку лазерного пучка. Чтобы не увеличивалась расходимость преобразованного пучка, используют две софокусно расположенные одинаковые линзы, между которыми устанавливают нелинейный кристалл.

Широкое распространение получили преобразователи гармоник на основе нелинейного кристалла титанила фосфата калия (KTiOPO₄, сокращенно KTP), имеющего высокие значения диэлектрической восприимчивости _II для второй гармоники. Помимо KТР для генерации второй гармоники используются также кристаллы дигидрофосфата калия, дигидрофосфата аммония, ниобата лития и др. В настоящее время в импульсных твердотельных лазерах за счет высокой плотности мощности достигнута генерация третьей (борат бария) и четвертой (борат лития) гармоник лазерного излучения.

Описание лабораторной установки. Лабораторная установка построена на базе твердотельного лазера (ТТЛ), активной средой которого служит кристалл ортованадата иттрия (YVO₄ : Nd⁺³), легированный неодимом (рис. 2.2).

Рис. 2.2. Структурная схема ТТЛ с преобразователем второй гармоники

Оптическая накачка кристалла ортованадата иттрия осуществляется излучением ИППЛ с λ₃ = 808 нм. Для повышения коэффициента использования излучения накачки между ИППЛ и активной средой ТТЛ устанавливается согласующая линза. Лазер генерирует основную, первую гармонику на длине волны λ₁ = 1064 нм. Преобразователь гармоник на основе кристалла титанила фосфата калия располагается соосно с резонатором ТТЛ. При прохождении через нелинейный кристалл частота излучения первой гармоники удваивается и формируется вторая гармоника с частотой излучения, соответствующей видимой области спектра: λ₂ = 532 нм. Для уменьшения расходимости лазерного пучка используется выходная линза.

Схема включения лазера представляет собой регулируемый стабилизатор тока на операционном усилителе (рис. 2.3). 

Спектр излучения исследуемого лазера может включать все три составляющие: излучение первой I_λ1 , второй I_λ2 гармоник и накачки I_λ3. Для контроля спектра лазера используется призменный монохроматор УМ-2.

Рис. 2.3. Принципиальная электрическая схема лабораторной установки

Для измерения интегральной абсолютной мощности излучения предусмотрена возможность установки на пути лазерного луча радиационного термоэлемента (РТЭ) с чувствительностью S_РТЭ = 117 мВ/Вт (рис. 2.4). Разрешение и, соответственно, ширина регистрируемых спектральных линий определяются выбранной шириной входной и выходной щелей монохроматора. Текущая длины волны устанавливается при помощи поворотного барабана в соответствии с градуировочной кривой монохроматора (рис. 2.5).

Рис. 2.4. Оптическая схема лабораторной установки

Выходной сигнал монохроматора регистрируется фотоприемником (ФП), в роли которого выступает кремниевый фотодиод , подключенный к измерительному прибору ИП1. Регистрируемые таким образом спектры являются редуцированными. Переход к истинным спектральным функциям производится делением на функцию относительной спектральной чувствительности ν_λ = f (λ) оптического тракта монохроматора. Значения чувствительности для исследуемых длин волн равны соответственно: излучение второй гармоники ν₅₃₂ = 0.4, излучение диода накачки ν₈₀₈ = 0.98, излучение первой гармоники ν₁₀₆₄ = 0.18.

Рис. 2.5. Градуировочная кривая монохроматора УМ-2

1.6

1.7

1.8

1.9

Рис. 2.6. ВАХ лазерного диода накачки

На лицевую панель блока питания и контроля выведены два потенциометра для грубой и плавной регулировки тока I накачки ИППЛ и контрольный миллиамперметр. ВАХ лазера накачки представляет собой зависимость, характерную для полупроводниковых диодов (рис. 2.6). ВАХ необходима для определения мощности накачки P_нак = UI и полного КПД генерации второй гармоники.

Порядок выполнения работы

1. Детально ознакомиться с описанием лабораторной работы и расположением основных элементов установки, органов управления и контроля.

2. Снять зависимости интенсивности составляющих излучения первой I_λ1 = f (I), второй I_λ2 = f (I) гармоник и накачки I_λ3 = f (I) в диапазоне изменения тока 80…300 мА. При каждом значении тока необходимо делать выдержку в течение 1…2 мин. При регистрации зависимостей зафиксировать токи, при которых возникает генерация на каждой из трех длин волн.

3. Установить на пути лазерного пучка РТЭ и снять зависимость интегральной мощности излучения лазера от тока. Диапазон изменения тока и выдержки должны соответствовать п. 2.

Содержание отчета

1. Цель, содержание работы, блок-схема лабораторной установки.

2. Таблицы всех экспериментальных и расчетных зависимостей.

3. Три спектра лазера при токах, соответствующих началу, середине и правому краю диапазона изменения.

4. Графики зависимостей истинных значений интенсивности первой I_λ1 = = f (I), второй I_λ2 = f (I) гармоник и накачки I_λ3 = f (I).

5. Таблица расчетных соотношений истинных значений интенсивности первой I_λ1, второй I_λ2 гармоник и накачки I_λ3 в зависимости от тока лазера I_λ1 : I_λ2 : I_λ3 = f (I).

6. График зависимости интегральной мощности излучения лазера от тока накачки P = f (I).

7. Расчет и графики абсолютных значений мощности первой P_I = f (I) и второй P_II = f (I) гармоник лазерного излучения с учетом пп. 4 и 6 (например, P_I = P[I_λ1/( I_λ1 + I_λ2 + I_λ3)]).

8. Расчет и графики КПД преобразования первой гармоники во вторую _II = P_II / P_I = f (P_I).

9. Расчет и графики КПД генерации второй гармоники _λ2 = P_II / P_нак = = f (P_нак), где P_нак = UI.

10. Выводы по работе.

23