Айхлер Ю., Айхлер Г.-И. Лазеры. Исполнение, управление, применение (2008) (1095903), страница 72
Текст из файла (страница 72)
Длина волны, нм 714 625 ВЗЗ ппд 714 пгп 625 пгп 833 ппд 1,0 р о Х Ф 0,5 а Р 1,0 с уу а 0,5 ру о о. я р о 12000 1400 16000 Волновые числа, см ' 1,0 0,5 1,0 0,5 0 2000 14000 16000 Волновые числа, см ' Рве. 19.11. Спектры излучения с континуумом, полученные путем фокусировки сверхкоротких лазерных импульсов (с длиной волны 525 нм, длительностью около 100 фс, с энергией 5,2 мДж) в указанных материалах (толщина слоя ! см).
Представлено спектральное распределение интенсивности для одиночного импульса н для более 50 импульсов, вызывающее сглаживание спектра. В случае Р,О н этанола отмечаются сильно ушнренные линии комбинационного рассеяния. Вверху слева приведен также спектр поглощенного импульса (по данным Иеннга н Эльшнера, Институт оптики прн Берлинском техническом университете) Средой служат вода и другие жидкости, а также стекло и стекловолокна, при которых требуются относительно низкие световые мощности.
В качестве источников света используются пико- или фемтосекундные импульсы твердотельных лазеров н лазеров на красителях. В случае импульса в диапазоне 100 фс будет достаточно ~344 Г бб. Пр бр энергии лазерного излучения в несколько мкДж для создания непрерывного спектра при толщине вещества! мм. ссокамера гектор Импульслазерного излучения Рис. 19.12.
Схема создания высшей гармоники в инертных газах (МСР— микроканальная тпастинка с флуоресцентным люминесцентным экраном). (По данным Зоммерера и Занднера, Институт им. М. Борца, Берлин) и о х о й ч в ж 10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 Длина волны, нм Рис. 19.13. Спектр высшей гармоники в неоне прн длине падающей волны !053 нм с интенсивностью 1Ои Втрбсмт при длительности импульсов 800 фс н радиусе пучка 60 мкм. Значения чисел фотонов сильно зависят от экспериментальных параметров (см. текст). Ширина гармоники выражена через разрешение спектрометра (поданным Шульце, Зоммерера и Занцнера, Институт им.
М. Бориа, Берлин) Сверхкороткие импульсы лазерного излучения непрерывного спектра широко используются при спектроскопических исследованиях материалов. Так, наблюдая за спектрами поглощения, разрешенными во времени, можно изучать быстро протекающие химические и биологические процессы. !9.7.»»ц р * 34ф 19.7. Генерация высших гармоник в газах В конце 80-х годов впервые удалось наблюдать возбуждение гармоники высшего порядка > 15 при взаимодействии интенсивного лазерного излучения > !Оп Вт/см' с инертными газами (рис. 9.12). На основе инверсионной симметрии газа формируются только нечетные гармоники. Характерное распределение интенсивности показано на рис. 19.13.
За резким уменьшением в (не показанных на рисунке) низших порядках следует (например, до 61-й гармоники) область почти равной интенсивности — так называемое «плато» (пологая часть характеристики), после чего интенсивность стремительно падает до уровня пороговой, или предельной (сиыой) гармоники. «Генерация высших гармоник» (ННг!) дает новый источник когерентного излучения в диапазоне У(Л'/Х()У (УФ в вакууме), с помощью которого удается получить так называемое «окно прозрачности воды» (область спектра от 4,4 нм до 2,2 им). Под таким «водяным окном» понимается спектральная область между краями полосы поглощения углерода и кислорода, где излучение поглощается атомами углерода, в то время как кислород еще остается прозрачным.
Излучение в этом диапазоне длин волн требуется, прежде всего, для исследования биологических субстанций в водном растворе. Для генерации высших гармоник находят применение, в основном, инертные газы Хе, Кг, Аг, Хе и Не. Пороговая энергия фотонов И', приближенно выражена через: 2Е2 И',. =Гр+3,17 4лко' (19.17) где /, есть потенциал ионизации атомов газа, Е и го показывают напряженность поля и, соответственно, частоту падающего света, а е и т обозначают массу электрона и заряд.
Так как более легкие атомы обладают более высокой энергией ионизации, с ними достигается и более значительная максимальная энергия фотонов. Важнее в данном случае повышенная интенсивность насыщения для ион изации, что позволяет подвергать ее действию повышенной напряженности поля Е, что опять-таки приводит к большой пороговой энергии и коротким длинам волн. Впрочем, тяжелые и, соответственно, более крупные атомы обладают большей поляризуемостью, чем легкие и, соответственно, более мелкие атомы, поэтому в электрическом поле они обнаруживают более значительные нелинейные дипольные моменты, дающие и более высокие числа фотонов при генерации высших гармоник низшего порядка. В диапазоне от ! 0 эВ до 40 эВ определялся коэффициент полезного действия до 10 ' при генерации высших гармоник в аргоне.
В отношении энергии фотонов от 43 эВ до 73 эВ сообщается о преобразовании энергии при генерации высших гармоник в неоне на уровне 10 "с использованием лазера на стекле с неодимом при длительности импульсов 650 фс. Для диапазона от 40 эВ до 150 эВ указывается преобразование энергии от 10 ' до 1О '. Эти сравнительно высокие показатели относятся к различным фемтосекундным лазерам — например, Сг: 1.!АЙАГ (Х = 825 нм) или Тк Ба (790 нм) — при длительности импульсов < 100 фс. При генерации высших гармоник возникают значимые эффекты укорочения импульсов. В 2000 году удалось, исходя от импульса 7 фс около 770 нм (примерно 1 эВ), генерировать мягкий рентгеновский импульс порядка 90 эВ длительностью почти 1 фс, что заметно короче, чем период генерации 2,6 фс задающего лазера (см.
!знр;//вз»ткзс)епсегпай.ог8/зс(епсехргезз/гезепь зЫтп1/). На основе подобных (346 Г * !9. П~ бр экспериментов предполагается осуществить генерацию одиночных (моно) импульсов длительностью 100 аттосекунд (ас). Импульсы длительностью 250 ас экспериментально уже доказаны. Наряду с высшими гармониками в области спектра ЧЪ5Ч(ХЪ~Ч (см. выше) предлагается получить и ряд других источников излучения, некоторые из которых пока находятся в стадии разработки. Среди них: синхротронно-волновое излучение (на основе ондулятора), лазер на свободных электронах (ЕЕЕ), лазер Х()Ч, рентгеновский лазер (ХКЦ и излучение на линии лазерной плазмы.
Эти источники лазерного излучения обладают абсолютно разными физическими свойствами, и затраты на аппаратное обеспечение для генерации излучения у них тоже различны, так что для каждой области приходится выбирать наиболее подходящий источник. Но в случае некоторых применений перечисленные источники излучения находятся в прямой и жесткой конкуренции. Так, эксперименты, которые в прежние времена проводились с синхротронным излучением, ныне вполне реализуемы и с излучением на основе генерации высших гармоник.
В последнем варианте преимущество заключается, главным образом, в сверхкороткой ширине импульсов, а также в меньших затратах на оборудование, в зкономии места и проч. задачи 19.1. Выполнить по уравнению (19.3) с у„= 0 расчет нелинейной поляризации Р,, возникающей в результате падения плоской волны с круговой частотой гв, и волновым вектором?гг Оценить физическое значение (удвоение частоты, оптическое детектирование) образующихся слагаемых.
19.2. Генерацию второй гармоники (удвоение частоты) можно объяснить только законом сохранения энергии, действующим при столкновении двух фотонов с энергией ьгв, = 6| и их объединением в фотон энергии ьгв. Показать, что условие фазового согласования (19.8) вытекает из сохранения импульсов при таком столкновении. 19.3. Почему кристалл-удвоитель частоты подлежит юстировке? 19.4. Прн фазовом согласовании П типа для генерации второй гармоники используется основная волна, поляризованная частично обыкновенно и частично — не обыкновенно. Каким будет условие для сохранения импульсов? Каково отношение между показателями преломления трех участвующих волн при согласовании фаз? 19.5.
Две волны с одинаковой частотой, но с разными направлениями попадают на тонкий нелинейный кристалл. В каком направлении возникает вторая гармоника? 19.6. Как велика интенсивность! второй гармоники при удвоении частоты лазерного излучения с У, = 1 Вт/см' и длиной волны 1 мкм в разных кристаллах с2,= !ем? 19.7. Какие самые малые длины волн можно генерировать путем многократного удвоения частоты в кристаллах (см. таблицу 12.1)? 19.8.
Посредством фокусировки излучения лазера на основе алюмои приевого граната с неодимом (Х= 1,06 мкм) в заполненной метаном ячейке комбинационного рассеяния возникает излучение около 3 мкм. Сдвиг частоты при комбинационном рассеянии составляет 2914 см '. Вычислить точную длину волны. ГЛАВА 20 СТАБИЛЬНОСТЬ КОГЕРЕНТНОСТЬ Свойства лазерных лучей — такие как частота, мощность, профиль пучка, направление, поляризация — не стабильны, они подвержены изменениям, что отрицательно сказывается при некоторых применениях. Так, флуктуации частоты или длины волны у гелий-неоновых лазеров огранивают точность интерферометрических измерений длины, а флуктуации энергии и профиля пучка у импульсных лазеров, используемых при сверлении, не позволяют получить отверстия одинакового диаметра и формы. В связи с этим, как уже указывалось в главе 3, необходимо оценивать возможные изменения и удерживать их на уровне, приемлемом для конкретной области применения.
Возникающие при этом проблемы носят в большинстве случаев технический характер, и позднее мы еще вернемся к ним. Сейчас имеет смысл остановиться на объяснении некоторых понятий, используемых при описании свойств, так и или иначе касающихся стабильности: речь пойдет, прежде всего, о видах и размерах возможных флуктуаций. Кроме того, необходимо обозначить некоторые основополагающие предельные значения рассматриваемой стабильности. Как известно, особенно высокой стабильностью отличаются лазеры непрерывного режима генерации излучения, что и будет обсуждаться в следующих далее разделах.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
