Лабораторная работа №5 / квиоп лаб 5 Смирнов

Санкт-Петербургский Государственный Электротехнический Университет

“ЛЭТИ”

Отчет по лабораторной работе №5 (1)

“ИССЛЕДОВАНИЕ ГЕНЕРАЦИИ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ

ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ”

Выполнили: Кондратьев В.И.

Виноградова К.А.

группа 4222

факультет ФЭЛ

2019 г.

1. ИССЛЕДОВАНИЕ ГЕНЕРАЦИИ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ

ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Цель работы. Исследовать процесс преобразования мощности основной гармоники лазера на иттриево-алюминиевом гранате (_I = 1060 нм) в мощность второй гармоники (_II = 530 нм) в непрерывном режиме и изучить зависимость эффективности этого преобразования от частоты модуляции при работе лазера в импульсном режиме.

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, служит 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 значением напряженности электрического поля Е внешней волны: Р =  Е. При низких уровнях Е (линейная оптика)   f (E). В интенсивных пучках мощных лазеров напряженность Е 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  = 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 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 Е₀² cos² (_It  z / v_I ) =

= _IE₀ cos (_It  z / v_I ) + 0.5_II Е₀²  1 + cos (2_It 2 z / v_I ). (1.1)

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. 1.1). Напротив, скорость v_е и показатель преломления n_е "необыкновенного" луча зависят от направления распространения.

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: n_е^II  n_е^I и n_o^II  n_o^I. Если свойства кристалла таковы, что окружность n_о^I = f() и эллипс n_е^II = f () пересекаются, то имеется такое направление распространения излучения  =_с, при котором n_е^II = n_о^I и условие волнового синхронизма выполняется.

Состояние волнового синхронизма очень критично направлению распространения: отклонение на единицы…десятки угловых градусов от условия  =_с приводит к спаду мощности второй гармоники 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.

Рис. 1.1. Волновой синхронизм в одноосном кристалле

Как видно из (1.1), поляризуемость среды второй гармоникой сильно – квадратично зависит от Е. Это означает, что эффективность ее генерации тем выше, чем больше напряженность электрического поля падающей волны, т.е. чем больше 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.

Среда, в которой происходит преобразование основной гармоники во вторую, принципиально может размещаться внутри или вне основного резонатора лазера. Внутрирезонаторное преобразование гармоник более эффективно, т.к. 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.

Описание лабораторной установки. Лабораторная установка построена на базе серийного лазера на иттриево-алюминиевом гранате (ИАГ) (рис. 6.1). Лазер состоит из излучателя и стойки питания. Накачка активного вещества лазера – кристалла ИАГ производится с помощью дуговой капиллярной лампы непрерывного режима, наполненной криптоном. Кристалл ИАГ расположен соосно с основным резонатором лазера, образованным зеркалами З₁ и З₂. Кристалл и лампа накачки охлаждаются дистиллированной водой. Режим модулированной добротности лазера обеспечивается с помощью акустооптического модулятора (АОМ), включение и выключение которого производится генератором управляющих импульсов с перестраиваемой частотой следования.

В работе применен метод внутрирезонаторной генерации второй гармоники. Преобразователь гармоник –кристалл иодата лития установлен на юстируемой подставке во вспомогательном резонаторе З₂ – З₃, соосном с основным резонатором З₂ – З₁. Для обеспечения эффективной генерации второй гармоники коэффициенты пропускания зеркал должны быть подобраны таким образом, чтобы колебания первой гармоники усиливались в основном резонаторе, а второй во вспомогательном. Зеркало 3₁ - "глухое" зеркало, практически полностью отражает излучение с _I = 1060 нм. Зеркало З₃ полностью прозрачно для _I и полностью отражает излучение второй гармоники. Зеркало З₂ непрозрачно для _I и частично прозрачно для излучения c _II = 530 нм. Оно обеспечивает выход полезного пучка излучения второй гармоники.

Рис. 1.2. Структурная схема лабораторной установки

На лицевую панель блока питания и контроля выведены ручка регулировки разрядного тока I лампы накачки и контрольный амперметр. Кроме того, на панели имеется многофункциональный прибор, управляемый расположенными под ним кнопками и позволяющий контролировать частоту F следования управляющих импульсов, выходную мощность ВЧ-генератора и степень согласования ВЧ-генератора с колебательным контуром АОМ. На переднюю панель выведен также стрелочный измерительный прибор ИП_I, соединенный с фотоприемником ФП_I, контролирующим среднюю мощность P_I излучения первой гармоники с _I = 1060 нм, выходящей через "глухое" зеркало 3₁. Чувствительность фотоприемного устройства первой гармоники К_I = 10 мкА / Вт.

Система регистрации излучения второй гармоники включает фотоприемник ФП_II (серийный люксметр), измерительный прибор ИП_II для контроля средней мощности P_II c _II = 530 нм. Для обеспечения линейного режима работы ФП_II предусмотрены ослабители излучения в виде калиброванных поглощающих фильтров, устанавливаемые по мере необходимости перед ФП_II. Чувствительность фотоприемного устройства второй гармоники К_II = 210⁴ лк / Вт.

В ходе лабораторной работы были получены экспериментальные зависимости средней мощности первой и второй гармоник от тока I (табл.1) импульсном и непрерывном режиме.

Табл. 1

Непрерывный режим			Импульсный режим f=3,9кГ			Импульсный режим f=31,6кГ
I,A	P1,ВТ	P2,ВТ	I,A	P1,ВТ	P2,ВТ	I,A	P1,ВТ	P2,ВТ
20	0	0	20	0	0	20	0	0
22	0	0	23	0,1	150	23	0,15	15
24	0,2	10	24	0,8	500	24	0,2	250
26	0,6	15	26	0,9	2000	25	0,6	600
28	1	25	27	0,95	5000	26	0,8	750
30	2	100	28	1,2	8000	28	1,4	4000
			30	1,4	10000	30	2	7500

рис.1

рис.2

Так же было исследована зависимость мощности от частоты (табл. 2)

Табл. 2

. рис.3

На основании эксперимента были рассчитаны зависимости КПД преобразования первой гармоники во вторую для непрерывного режима _II = P_II / P_I = f (I ) и _II = f (I ) _II = f (F) для импульсного режима модуляции добротности. ( табл.4-5 , рис. 4-6):

Табл.4

Рис.4

Рис.5

Табл. 5

. рис.6