- •Содержание
- •VI. Лазерные стандарты длины и частоты
- •Yi. Автомодуляция излучения в резонаторе лазера на твердом теле
- •Yii. Лазеры ультракоротких импульсов
- •Yiii. Свойства ультракоротких импульсов
- •IX. Измерение параметров ультракоротких лазерных импульсов
- •X. Полупроводниковые лазеры
- •Краткая история создания лазеров Цезиевый атомно-лучевой квантовый стандарт частоты
- •Принцип работы лазера
- •Лазер, как автоколебательная система
- •I. Взаимодействие света с веществом
- •1.1. Спектр излучения
- •1.2. Тепловое излучение
- •1.3. Коэффициент поглощения
- •1.5. Люминесценция
- •1.7. Сверхизлучение
- •1.8. Энергетические характеристики электромагнитного поля
- •Объемная плотность энергии в пучке
- •1.9. Оценки частоты Раби и мощности излучения, необходимой для проявления когерентрных эффектов взаимодействия поля с веществом
- •2.1. Газоразрядные лампы для оптической накачки лазеров
- •2.2. Многослойные диэлектрические зеркала
- •2.3. Лазеры на активированных кристаллах
- •2.4. Система оптической накачки лазеров на твердой активной среде
- •2.5. Неодимовый лазер
- •III. Лазерные резонаторы
- •3.1. Лазерные пучки
- •3. 3. Гауссовы пучки света
- •3.4. Фокусировка гауссова пучка линзой
- •3.5. Идеальный открытый оптический резонатор
- •Iy. Лазерная генерация
- •4.1. Вероятности переходов
- •4.2. Схемы накачки активной среды лазеров
- •4.4. Энергетическое условие стационарной генерации
- •4.5. Расчет коэффициента усиления активной среды для твердотельных лазеров с импульсной оптической накачкой
- •4.6. Пороговая энергия накачки лазера с импульсной накачкой
- •4.7. Определение коэффициента усиления и скорости накачки по
- •4.8. Фазовое условие генерации
- •4.9. Селекция мод лазерного резонатора
- •4.10. Принцип конкуренции мод
- •4.11. Принцип максимальной ширины спектра излучения лазера
- •4.12. Перестройка частоты излучения одночастотного лазера путем микроперемещения лазерного зеркала
- •4.13. Лазеры со стабилизацией частоты излучения
- •4.14. Оптическое гетеродинирование
- •4.15. Лазерные стандарты длины и частоты. Измерение частоты и длины волны лазерного излучения
- •4.16. Многочастотный спектр излучения лазера
- •4.17. Мощность стационарной генерации лазера
- •5.2. Моноимпульсная генерация
- •5.3. Пассивная модуляция добротности резонатора
- •5.4. Измерение энергии и мощности лазерных импульсов
- •5.5. Регистрация формы лазерных импульсов электронно-оптической камерой
- •Yi. Автомодуляция излучения в лазерном резонаторе
- •6.2. Измерения мощности лазерного излучения в широком динамическом диапазоне
- •6.3. Динамика лазера с неустойчивым и разъюстированным плоским резонатором
- •6.4. Механизмы автомодуляции потерь лазерного резонатора
- •6.4.1. Самонаведенная линзовость в активной среде лазера
- •6.4.2. Автомодуляция излучения лазера самонаведенной амплитудно-фазовой решеткой
- •6.4.3. Автомодуляция излучения в сложном резонаторе
- •Yii. Лазеры ультракоротких импульсов
- •7.1. Первые исследования сверхкоротких лазерных импульсов
- •7.2. Автокорреляция лазерных импульсов. Интерферометр Майкельсона
- •7.3. Автокорреляционная функция лазерного импульса
- •7.4. Описание излучения на выходе лазера как суперпозиции эквидистантных монохроматических плоских волн
- •7.5. Модулированные оптические волны
- •7.6. Сверхкороткие импульсы, генерируемые двухчастотным лазером с постоянной накачкой
- •Зависимость интенсивности излучения от времени можно записать следующим образом:
- •7.7. Пульсации излучения непрерывного двухчастотного гелий-неонового лазера
- •7.8. Регулярные пульсации излучения гелий неонового лазера, в спектре которого регистрируются 7 дискретных частот
- •7.9. Современные лазеры ультракоротких импульсов
- •Yiii. Свойства ультракоротких импульсов
- •Зависимость спектра импульсного лазерного излучения от времени
- •8.2. Квазимонохроматическое приближение
- •8.3. Импульс гауссовой формы в среде с дисперсией
- •8.4. Фазовая модуляция — уширение и сжатие импульсов с линейным чирпом
- •8.5. Фемтосекундные лазерные системы
- •IX. Измерение параметров ультракоротких лазерных импульсов
- •9.1. О некоторых заблуждениях в области корреляционных измерений длительности ультракоротких лазерных импульсов
- •9.3. Измерение акф для периодической последовательности импульсов
- •9.4. Влияние линейной фазовой модуляции несущей частоты на корреляционные функции излучения
- •X. Полупроводниковые лазеры
- •10.1. Оптические свойства полупроводников
- •10.2. Cвойства p-n переходов
- •10.3. Полупроводниковые лазеры на гетеропереходах
- •11.1. Накачка газовых активных сред
- •11.2.2. Химическая накачка
- •11.2.3. Лазеры с газодинамической накачкой
- •11.3. Лазеры на нейтральных атомах
- •11.3.1. Гелий-неоновый лазер
- •11.4. Молекулярные лазеры
- •11.5. Газовые лазеры на ионах аргона
- •11.4.1. Гелий-кадмиевый лазер
- •11.5. Эксимерные лазеры
- •Основные принципы, соотношения и константы физики лазеров
- •Тестовые задания
- •Раздел 1. Общие вопросы. Конструктивные элементы лазеров
- •Раздел 2. Взаимодействие излучения с веществом
- •Раздел 3. Лазерные резонаторы и световые пучки
- •Раздел 4. Лазерная генерация
- •Раздел 5. Динамика лазеров
6.4. Механизмы автомодуляции потерь лазерного резонатора
Приведенные в предыдущих разделах экспериментальные данные не оставляют сомнений в том, что генерируемое излучение влияет на коэффициент потерь лазерного резонатора или коэффициент усиления активной среды. Причем, самовоздействие излучения приводит практически всегда не к насыщению, а к экспоненциальному росту мощности генерируемого излучения или, при слабом эффекте автомодуляции, к процессу разгорания генерации: последовательному нарастанию мощности пичков генерируемого излучения.
В первых работах, посвященных исследованиям этих эффектов, рассматривались механизмы автомодуляции потерь лазерного резонатора, связанные с существованием зависимости показателя преломления активной среды на частоте лазерного перехода от числа частиц в основном и возбужденном состоянии. Возможность автомодуляции не потерь, а усиления активной среды ни тогда, ни позже не рассматривалась.
Основные механизмы автомодуляции потерь лазера это: самонаведенная линзовость активной среды; самонаведенная амплитудно-фазовая решетка в активной среде; изменение коэффициента полезных потерь в лазере со сложным, многозеркальным резонатором, связанное с нелинейностью показателя преломления активной среды.
При выполенении исследований самовоздействия излучения в лазерном резонаторе, авторы, к сожалению, оставались в плену общепринятых представлений и моделей автомодуляции потерь лазерного резонатора, которые в некоторых случаях существенно влияют на динамику излучения лазера, но не являются определяющими в процессах возникновения и генерации ультракоротких импульсов.
Как предполагалось ранее роль эффектов автомодуляции излучения применительно к генерации сверхкоротких импульсов сводится к ударному возбуждению высокочастотных колебаний излучения в лазерном резонаторе [23,24]. Как и в любой колебательной системе, в лазере после возникновения высокочастотные автоколебания излучения сохраняются. Поэтому однократное изменение потерь лазера, за время порядка периода резонатора вызывает периодическую высокочастотную модуляцию его излучения с этим периодом.
Как видно на рис. 9.8, 9.9 после включения лазера колебания интенсивности излучения с периодом резонатора отсутствуют. Их последующее возникновение связано с изломами на зависимостях интенсивности излучения от времени, то есть с моментами резкого изменения параметров лазера, под действием генерируемого излучения.
Самовоздействие излучения в лазерном резонаторе отличает исключительная сложность и многообразие возможных эффектов, которые к тому же обычно накладываются друг на друга.
В настоящее время после многих лет работы в этом направлении становится ясно, что решающую роль в возникновении сверхкоротких импульсов в лазерах все же играют не эффекты автомодуляции добротности резонатора, а когерентные эффекты взаимодействия излучения с активной средой лазера, приводящие к резким изменениям интенсивности излучения.
6.4.1. Самонаведенная линзовость в активной среде лазера
Интерферометрические измерения [25] показывают, что показатель преломления рубина на частоте лазерного перехода зависит от распределения частиц между основным и возбужденным состояниями. Относительное изменение показателя преломления n/n0 задается выражением:
,
где kус изменение коэффициента усиления рубина, - коэффициент поглощения на частоте лазерного перехода, n0 = 1,763 показатель преломления для обыкновенного луча R1 - линии в рубине.
Таким образом, увеличение коэффициента усиления рубина приводит к росту показателя преломления, а сброс населенности возбужденного состояния под действием генерируемого излучения - к уменьшению показателя преломления рубина. Луч лазера имеет некоторое, обычно близкое к гауссовому, распределение интенсивности в поперечном сечении. Это означает, что под действием импульса генерируемого излучения в активной среде рубинового лазера наводится отрицательная линза.
Другое следствие этого эффекта – изменение оптической длины резонатора, которое приводит к отстройке резонансной частоты лазерного резонатора от максимума коэффициента усиления и к дрейфу несущей частоты излучения вследствие механизма конкуренции мод.
Для луча лазера с радиусом в поперечном сечении, равном а, фокусное расстояние наведенной излучением линзы в рубине с длиной активной части l определяется выражением, которое легко получить используя приближение геометрической оптики:
.
В моноимпульсном режиме работы лазера относительное изменение коэффициента усиления может достигать ~ 1, так как гигантский импульс полностью снимает инверсную населенность, достигаемую при максимально возможной накачке (при Х = 3, kус/ = 0,86, см. формулу (4.7)). Пичок свободной генерации имеет энергию ~ 100... 1000 раз меньшую, чем у гигантского импульса и соответственно меньше изменяет инверсную населенность рубина.
Таким образом, фокусное расстояние самонаведенной излучением линзы в рубине при диаметре светового луча в 1 мм лежит в диапазоне 0,4 ... 400 м. Пичок свободной генерации создает линзу с фокусным расстоянием, существенно превышающим 10 м.
В приближении геометрической оптики для неустойчивого резонатора, образованного сферическим и плоским зеркалами, т.е. случая L > R, потери определяются выражением:
,
Наличие в резонаторе отрицательной линзы, фокусное расстояние которой зависит от мощности генерируемого излучения, можно учесть введением эффективного радиуса кривизны сферического зеркала лазерного резонатора:
.
При выводе этой формулы предположено, что рубиновый активный стержень находится вблизи сферического зеркала. Возникновение отрицательной линзы в активном стержне приводит к увеличению эффективного радиуса кривизны зеркала. Тем самым неустойчивый лазерный резонатор при определенном значении f будет переходить в устойчивую область с минимальными дифракционными потерями, когда эфффективный радиус кривизны сравняется с длиной резонатора.
Из приведенных формул следует, что существенное изменение потерь резонатора, связанное с самонаведенной линзовостью, происходит вблизи области устойчивости резонатора, когда фокусное расстояние линзы становится соизмеримым с радиусом кривизны зеркала.
Самонаведенная линза, возникающая в рубине, достаточно инерционна по сравнению с длительностью импульсов генерации, так как в областях кристалла, не охваченных лазерной генерацией, высокая инверсная населенность сохраняется в течение спонтанного времени жизни возбужденного состояния. Поэтому линзовость может наводиться последовательностью пичков генерации.
Расчеты динамики одночастотного лазера с учетом самонаведенной линзовости активной среды могут давать форму огибающей излучения, похожую на ту, что приведена на рис. 9.7 и 9.8, которая характерна также и для лазеров с модуляцией добротности просветляющимся затвором. Расчеты показывают также, что возникновение самонаведенной линзы в рубине в случае лазера с неустойчивым резонатором действительно при некотором наборе параметров может приводить к ударному возбуждению резонатора и высокочастотным колебаниям интенсивности излучения [26].
Однако этот механизм не может быть универсальной причиной возникновения сверхкоротких импульсов в лазерном резонаторе, так как они образуются и в лазерах с устойчивым резонатором, в котором слабая самонаведенная линза не влияет на его добротность.
Самонаведенная линзовость становится существенной лишь при высокой мощности генерируемого излучения. Именно поэтому и общепринятые представления о причинах генерации ультракоротких импульсов в титан-сапфировом лазере за счет аналогичного механизма - самонаведенной керровской линзы, в литературе его называют KLM( Kerr Lens Modulation), также не объясняет главного: причин возникновения ультракоротких импульсов в лазере после его включения. Керровская линза, для возникновения которой необходимы значительно более высокие мощности излучения, чем в рассмотренном нами выше случае, по-видимому может лишь повышать устойчивость квазистационарного режима генерации таких импульсов, но никак не может быть причиной их возникновения.