Микаэлян А.Л., Тер-Микаэлян М.Л., Турков Ю.Г. Оптические генераторы на твердом теле (1967) (1095904), страница 51
Текст из файла (страница 51)
Поэтому при больших р можно считать, что вкл«очение добротности происходит мгновенна Если отношение а'lа!! невелико, то для просветленпя ячейки необходимо затратить большую часть активных атомов, и коэффициент полезного действия генератора будет низким. Наконец, при р . 1, как мы увидим ниже, генерации оказывается невозможной. Исключая в уравнении (Ч111,34) величину Л', получим ( —, +,, ) — '," =,7, ( аз«Л( — а'л,' х л — ! Ат„ х (1.— !) ( — „-) 1--,7. !В! + р' (Š— 1) -1- ()х)! (ЧИ1 38) Первый интеграл системы уравнений (Ч111.35), (Ч! 1! .38) имеет следующий вид: ( - ) '« — ! т — +: —,) (,7,(1) — 7 ! = — !Л вЂ” — Л(1)! —- а а 2 х !81+()'(Š— !)+ ()а1!1п= —, (ЧИ1,39) где,7«а — начальная плотность потока фотонов в резонаторе.
Определим пиковую мощность излучения, которая дос- «кР тнгается прн — '--= О. Используя это условие, найдем Ф Л вЂ”.цп,' ( — ---1) ( — '-) — Л„„а.= О, (ЧИ1,40) где величина Л-, == —.' ~()+(У (-'с-1)+().1 ам представляет собой пороговую населенность при просветленной ячейке, т. е. при Л' =- О. Это соотношение апреле« ляет значение Л .:- Л„прн котоуом интенсивность излучения максимальна. й словие †' " ==- 0 позволяет также ««« определить ннверсну«о населенность Лм прн которой начинается процесс генерации, поскольку оно означает, что потери в резонаторе скомпенсированы пндуцированным усилением. Поэтому, полагая в формуле (Ч1П.40) Л =- Л„ получим ЛО==Л +рп, ( ! — 1) (ЧИ14!) Второе слагаемое в этой формуле определяет возрастание порога генерации вследствие резонансного поглощения в затворе и характеризует величину запасенной энергии.
С учетом соотношения (Ч! !1.41) уравнение для Л, преобразуется к виду Л (1 Л *Р) ( Л )н л ««з — 0 (ЧИ1,42) Умножая величину,7„найденную из соотношения (ЧП!.39), иа потери на излучение и используя формулу (ЧП!.41), получим выражение для пиковой мощности; (при условии 2 0 «(;,7; .„) 1 ат«!юа01п— «2 (« ~! ! ! ! ~~И««!«« х ( ! — -( ~-) (+ а !и ~-) (ЧИ143) Ш-1 Д вЂ” (, ш е а = — — относительныи показатель преломления кри- сталла.
Для того чтобы найти энергию пзлученного импульса, нужно нз общей величины энергии, высвободившейся в активном образце, вычесть энергию, затраченную на просветление пассивного затвора, и полученную разность умножить па отноц«сине потерь на излучение ко всем потерям в оптическом резонаторе. Прн этом легко получить 1 йх !,; Ьч„, ~«« (Ч И1. 44) о нг Е Рпс. У!! 1.26.
Зависимость выходной моны ности взлучсннн от параметра р. А/ат де п,а !>не. У11!.хй. Зависимость конечного значеннн инверсной населенности от параметра апоп1Л, пРн Различных значепннх' р. дв 0 йг дв дв пв а цга, 333 332 Конечное значение инверсной населенности Л,, которое устанавливается по окончании импульса излучения, опре.
деляется соотношением (ЧШ. 45) вытекающим из (Ъ'111.39) при;У ° (!) -= О и при условии малости У„. Зависимость, описываемая формулой (Ъ'!1!.45), представлена иа рис. У!11.25 для различных значений р. В пределе при р -ь. со формулы (7!11 43) и (У!11 44) преобразуются в выражения для пиковой мощности и энергии импульса, полученные ранее для случая мгновенного включения добротности при неполном заполнении резонатора активной средой.
Длительность импульса мож!ю определить из соотно!тх ш"ния Л) -- —" Хнах На рис, УГГ!.26 для случая рубинового генератора представлены зависимости пиковой мощности Гзхы,„от величины р при различных значениях параметра ла пчч! 11- О д„о„" Г)!+Г)'(б — !)-, :бх! ' характеризующего превышение порогового уровня инверсной населенности н представляющего собой отношение резонансных потерь, вносимых в оптический резонатор пассивным затвором, к его потерям при просветленной ячейке. Пунктиром изображен уровень выходной мощности, соответствующий мгновенному включению добротности, Как видно, при р ГО можно с достаточной точностью счи- тать, что включение добротности резонатора производится мгновенно.
При уменынении р выходная мощность убывает. й!инимальное значение р, при котором возможна генерация, определяется из условия (УГН. 46) в д поп которое нетрудно получить, например, из уравнения (А!11.45), определяя Лпор/Л, через Л,/Л, и переходя к пределу Л„,'Ль-и 1. Подставляя в соотношение (УГГ!.46) выражение (Н11.41) для Л„определим необходимое резонансное затухание ячейки о'п,(Г. — !) = — 1 Г()1+()' (х, — 1) +(!х!1. (УГИ.47) Р!спользуемые в настоящее время для управления добротностью резонатора вещества обладают достаточно высокими значениями о' (для рубина и фталоцианина, например, величина р порядка !О' !25!)), в результате чего реализуется практически мгновенная скорость включения.
Этот вывод подтверждается экспериментальным исследованием !254!. В рубиновых лазерах чаще всего используются пассивные ячейки с различными растворами фталоцианина и криптоцианнна. Для фталоциаиииа, например, наиболее подходящими растворителями являются нитробензол, хлора- форм, толуол. На рис. Ч1! !.27 приведены зависимости коэффициента пропускания некоторых ячеек от интенсивности проходящего через них излучения ]294]. Рубиновые лазеры с жидкостными пассивными затворами генериру~от импульсы излучения длительностью порядка !О ' сея с энергией до нескольких джоулей.
К.п.д. их составляет 0,1 — 0,3%~. Использование пассивных затворов в оптических генераторах представляет также интерес в связи с вазможно- гв Рнс. Ч1!1.27. Завнсвыость коэффнпнснта пропускнннн пассивных ячеек от ннтснснннпстх нзлучсйнн. стью получения последовательности мощных импульсов с высокой частотой повторения. Очевидно, что если возбуждение генератора продолжается после окончания импульса излучения, то рассмотренный выше цикл работы будет повторяться и будут появляться новые импульсы. В обычных условиях расстояния между импульсами составляют десятки микросекунд. Период колебаний можно регулировать, изменяя уровень накачки и поглощение пассивного затвора. Для исследования периодического режима генерации в уравнения (ЧП1.34) — (ЧП!.36) следует ввести члены, характеризующие накачку и релаксацию частиц активной среды и вещества ячейки ]261]. Как уже указывалось в 3 ], в генераторах с пассивными затворами осуществляется селекция типов колебаний.
Эта объясняется тем, что порог генерации для раз- 334 личных мод достигается не одновременно, а с некоторым временным сдвигом, зависящим от мощности накачки. В начале начинают развиваться высокодобратиые моды, саответствучоцше центру линии люминесценпии. Поэтому шггснсивность нх раньше достигает таких значений, когда просветляется затвор н начинается лавинный процесс генерации импульса, при котором высвечивается большинство активных атомов. Таким образом, запасенная в активном веществе энергия преобразуется в основном в излучение нескольких центральных мод. Обычно в спектре излучения рубиновых лазеров с пассивным затвором присутствуют 2 — 3 продольных моды. С помощью дополнительных мер можно осуществить лу пцую селекцию типов колебаний. Ниже описывается одномодовый рубиновый лазер, генерирующий иа одном продольном и одном поперечном типе колебаний ]326!. В лазере используется полуконцентрнческий резонатор, в котором, как было показано в гл.
!У, селекция поперечных колебаний осуществляется с очень малыми дополпительныл1и потерями. Сферическое зеркало было полностью отражающим и имело радиус кривизны 30 см. В качестве плоского отражателя применялась кварцевая пластина толщиной 1О ми. Рубиновый кристалл имел длину !20 мм и диаметр 7 жж. Пассивная ячейка с раствором фталоцианина в нитробензоле с начальным пропусканием 35ьй помещалась между кристаллом и сферическим зеркалом. В описанной системе при определенном расстоянии меисду зеркалами, соответствующем приблизительно полу- концентрической конфигурации резонатора, имел место одномодовый режим генерации.
Более стабильные результаты получены при введении в резонатор кварцевой или металлической диафрагмы (диаметром 0,8 — ! мж), которая располагалась между рубином и плоским отражате. лем. При этом резко уменьцлалась критичность системы в отношении выбора длины резонатора. На рис. ЧП1.28 показана структура поля в дальней зоне при генерации низших типов колебаний ТЕМссч и ТЕМсы (возбуждение колебания ТЕМс„имело место при некоторой рас стройке резонатора) и приведена диаграмма направленности генератора, соответствующая излучению основного типа колебаний. Теоретическая кривая рассчитана для равномерного распределения поля на выходном зеркале '4":;, :Как видим, экспериментальные и теоретические резуль- 333 таты хорошо согласуются. Ширина диаграммы излучения составляет 2,3 10 " пад, т.
е. очень близка к днфракционному пределу (2,! 10" пад ) *. Ширина спектра излучения порядка 1ОО Мгц н определяется длительностью импульса (8 нсвк), что свидетельстчует о наличии одного продольного типа колебаний и оммзд д1г в -дв -г,зз в гдв дл в,мяев Рнс. УП!.28. Структура поля излучения в дзльией зоне н дизгрзмкз нзпрзвлсцностп, соответствующая генерации поповне~о типз колебзннй. (расстояпие между продольными модами -400 Мгц). Генерация одного продолщюго типа колебаний обеспечивается сслектирующнми свойствами плоско-параллельной кварцевой пластины и свободных торцев рубинового кристалла. Плотность излучения на выходе генератора составляла 400 †5 Мвт/смз при энергии накачки 320 длс.
* г)ебольшое уширевие зкспернмептзльной кривой объясняется нерзвномериостью рзспределення змплнтуды и фазы поля в нзлучзющем рзскрыве. По мере приближения к краям апертуры фаза меняется монотонно, з змплцтудз поля спадает приблизительно по гзуссовому ззкону. При таком законе распределения змплнтудьь кзк известно, сильно подавляются боковые лепестки, что подтверждзется зкспернмевтзльно. чЕВ ОПТИЧЕСКИЕ УСИЛИТЕЛИ В настоящее врегня широкое распространение получилп оптические усилители. 11спользование этих устройств в сочетании с оптическими генераторами позволяет сравнительно просто получить очень высокие уровни мощности и энерпш, достижение которых другими методамп (без использования усилителей) крайне затруднено. Так, например, в системе, состоящей из генератора с управляемой добротностью н усилителя, реализуется импульсная мощность до !Огз вт при энергии излччення порядка !О дж 1238!.
В настоящей главе исследуются энергетические и временные характеристики оптических усилителей и опреде. ляготся их предельные параметры. Расчет проводится на основе уравнений балансного типа, пределы применимости которых бьши рассмотрены в гл. У1. В той же главе с помощью полуклассическнх уравнений исследованы некоторые случаи прохождения импульсов в активной среде, для которых балансные уравнения несправедливы. Шумовые характеристики усилителей, а также другие вопросы, связанные с использованием их в качестве приемных устройств, мы не рассматриваем.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
