Айхлер Ю., Айхлер Г.-И. Лазеры. Исполнение, управление, применение (2008) (1095903), страница 66
Текст из файла (страница 66)
Но можно также использовать конструктивное наложение соседних мод. Если удастся подавить разность фаз генерирующих мод таким образом„чтобы все амплитуды напряженности поля при каждом вращении резонатора конструктивно накладывались друг на друга в одном месте, то можно генерировать очень короткие импульсы с высокой интенсивностью. Зависимая от времени амплитуда напряженности поля в одном месте резонатора длиной А складывается из суммы %соседних аксиальных мод с частотой Т (см. также п.!3.1): ц ц,«~Ч-11 '70 и ~ г Е(т)= ~ Е,соа (2я/тч-1р,)= ~ Е,со5~2яц7 — =гр, .
(177) ц=цо Т В этом уравнении было учтено, что частота аксиальной моды д выражена через А Т = д — = 9/Т(13.2). При этом время вращения в резонаторе установлено: Т= 2Е/с, 2Е а ц)0 относится к самой низкой частоте лазера. На рис. 17 6 представлена интенсивность, вычисленная по уравнению (17 7). Для ф, = О после кратного времени вращения резонатора Т=2Е/с воспроизводится, согласно уравнению (17.7) и рис. 17.6, максимальная амплитуда напряженности поля.
При этом в результате интерференции образуется короткий одиночный импульс, проходящий межоу торцевыми зеркалами в прямом и обратном направлениях ( рис. ! 7.9). 1Ю И=1О, г,=О ХО И=100мМ=О ГО Ьы1Оа, Е,цс 05 1 15 2 25 3 пт 1 15 2 05 Рис.
17.6 (а-б-в). Временная характеристика интенсивности лазерного излучения 1 (1) Е (1)'для наложений )ц(лазерных мод, слева и в середине — без разности фаз в момент!=0, справа — для статистических фаз (9= 10) Лазер излучает соответствующую последовательность (цуг) импульсов, и в этом случае можно говорить о синхронизации мод. Длительность импульсов т лазеров с синхронизованными модами с шириной линии 2Д'принципиально ограничивается величиной произведения длительности импульса на ширину полосы: тГзГ> К.
(17.8) При сверхкоротком лазерном импульсе, представленном в форме волнового пакета, средняя длительность импульсов т и полуширина относящегося сюда частотного распределения ф'связаны между собой через уравнение (17.8). Это уравнение вытекает из фурье-преобразования между временной характеристикой напряженности поля Е (т) и частотным распределением (спектром). Постоянная К при этом зависит от формы волнового пакета, и ее численное значение, например, для гауссовых импульсов составляет 0,44. !34 О р ц д 3!3~) б) а) 1.О ИНТИНСНПНЮСТЬ ° Напряженность ПОЛЯ Огибающая напряженноаи попа рпо фа -5 -3 0 3 б -б -3 0 3 б мв Я ВдемЯ и фемтосенхнаах М.
Рпе. 17.7. При сверхкоротких световых импульсах (с малым числом периодов колебаний) максимальная напряженность поля и интенсивность зависят от фазы колебания. (а) Косинусоидальное колебание: максимальная интенсивность. (б) Синусоилпльное колебание: несколько меньшая интенсивность Число гсг мод, генерирующих в пределах ширины лазерной линии с)гг', составляет: ))с — с)7' , а с уравнением (17.8)получается: т > — . (17.9) 2Е К 2Е с Ж с Чем большее число мод взаимодействует друг с другом, тем острее будут максимумы и тем короче станут импульсы.
Для активных сред лазера с широкополосным излучением синхронизовано более чем Ж > 103 мод и, следовательно, генерируются фемтосекундные импульсы. При этом в случае импульсов с малым числом периодов колебаний форма импульсов зависит от фазы напряженности электрического поля ( рис. 17.7). (б) В(е) (а) Е ('с) Рис. ! 7.8. Напряженность поля сверхкороткого импульса до (а) и после (б) прохождения через нормально днспергнрованную среду Такие короткие импульсы и волновые пакеты имеют определенные особенности при распространении в веществе.
С учетом их широкой полосы частот дисперсия вещества (зависимость показателя преломления от длины волны) приобретает решающее значение. Это приводит к тому, что при нормальной дисперсии обладающие более высокой частотой компоненты импульсов запаздывают по сравнению с их низкочастотными компонентами. Зта дисперсия групповой скорости приводит к уширению импульсов во времени ( рис.
17.8) и обеспечивает внутриимпульсную частотную модуляцию с изменяющейся мгновенной частотой. (3~ ° Г 17 я у рц р у Рве. 17ХЬ Последовательность импульсов с синхронизованнымн модами у твердотельного лазера с накачкой лампой-вспышкой. Нижняя осциллограмма показывает «вырезку» из цуга импульсов с 1О-кратно увеличенным разрешением во времени 60 пв о Х о дз еи к а с $ в к В результате высокой максимальной интенсивности импульсов могут иметь место и нелинейные эффекты — такие как фазовая самомодуляция. При этом на основе зависимости показателя преломления от интенсивности модулируется фаза Ф - 7 17) пропущенного импульса, что вызывает увеличение ширины полосы частоты импульса, так как7'=бФ/г)г.
Синхронизация мод может достигаться разными способами, основанными на том, что несинхронизованные моды при вращении резонатора обнаруживают более значительные потери, чем синхронизованные моды. Обычно принято различать пассивную и активную синхронизации мод. В первом случае потери сами регулируются за счет интенсивности импульсов, во втором случае потери резонатора или усиление модулируются снаружи.
Синхронизация мод е насыщающемся поглотителе 1лассиеная) Насыщающиеся поглотители, о которых уже говорилось в п.17.2 в связи с обсуждением пассивной модуляции добротности, используются и для синхронизации мод. В результате накачки лазерного вещества происходит возбуждение лазера— без всякого включения поглотителя. Интенсивность флуктуирует в резонаторе, поскольку сначала — без синхронизации — возбуждается сразу множество мод ( рис. 17.6с). Флуктуации с более высокой интенсивностью поглощаются слабее, так что доминируют синхронизованные моды с меньшими потерями, которые с каждым следующим вращением все больше усиливаются.
Моды, находящиеся на пороге генерации лазера с разностью фаз, подавляются ло тех пор, пока они в результате фазовых погрешностей и процессов возбуждения случайно не займут правильное положение по фазе относительно уже синхронизованных мод. В этом случае они вносят свой конструктивный вклад в формирующийся импульс и насы1цение поглотителя. Лазерный импульс с синхронизованной модой требует лля своей стабилизации нескольких циркуляций. В качестве торцевых зеркал технически возможно использование кювет с прокачкой, у которых внутренняя сторона имеет диэлектрическое зеркальное покрытие. Там перекачивается подходящий поглощающий краситель в растворе. На рис. 17.9 показан цуг выходящих импульсов твердотельного лазера с синхронизованными описанным способом модами.
Огибающая мощности выходного лазерного излучения задается через величину населенности верхнего уровня. При системе с импульсной накачкой непускание заканчивается, как только !К4.С р ц д Иф превышается порог лазерного излучения. Поскольку цуг импульсов возникает из начальных флуктуаций интенсивности, появляются статистические колебания: цуги импульсов с побочными импульсами и неравномерными интенсивностями. Синхронизация мод на основе столкновения импульсов (пассивная) Если в качестве источника накачки используют лазер непрерывного режима работы, то амплитуда циркулирующего импульса может стабилизироваться.
У лазера с синхронизацией мод посредством сппкивающихся импульсов — СРМ (от англ. Сой(0(пяРц(зе-Мог)е!осКег() два сверхкоротких световых импульса циркулируют по кругу в противоположных направлениях и всегда в одно и тоже время встречаются в жидкостно- реактивной струе, где растворен насыщающийся поглотитель. Усиление осуществляется в таком же излучении красителя, где с помощью лазера накачки достигается инверсия населенностей.
Усилитель и поглотитель удалены друг от друга настолько, чтобы инверсия населенностей могла восстанавливаться всегда в момент Т(2. Синхронизация мод происходит при одновременном прохождении обоих импульсов через луч поглотителя толщиной всего в несколько сотых миллиметра. Сталкивающиеся импульсы создают интерференционную картину, обеспечивающую полное подключение поглотителя. При этом устанавливаются передние фронты импульсов. В результате насыщения усиления (см. здесь также п.2.5) происходит срез заднего фронта импульса.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
