Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 6)

s₁=I_x-I_y — разница интенсивности линейно поляризованных компонент (т.е. интенсивностей, пропускаемых высококачественным поляроидом или поляризационной призмой) для азимутальных углов 0° (x-компонента) и 90° (y-компонента);

s₂=I_p/4-I_p/4 — разница интенсивностей при установке поляроида посередине между осями XY (I_p/4) и перпендикулярно биссектрисе угла xOy (I_-p/4)

s₃=I_g-I_s — то же, что и для s₁, s₂; но для циркулярно поляризованного (соответственно по правому и левому кругу) света.

Таким образом, на первый взгляд, требуется иметь семь измерителей елей интенсивности, однако вполне достаточно четырех величин, например I_x, I_y, I_p/4 и I_n. При этом параметры Стокса (правда, в более сложной для обработки форме) могут быть автоматически вычислены по соответствующим формулам. Такой эллипсометр состоит из трех пар пластин, установленных под углом Брюстера и развернутых на угол 90° в каждой паре. В результате от первой пластины П₁ отражается только составляющая I_x, от второй П₂ — только I_y, от третьей П₃ — только I_p/4 (так как вторая пара пластин развернута относительно первой на угол 45° ), а от пятой П₅ — только I_n (так как перед третьей парой пластин стоит четвертьволновая пластина +l//4). Отражаемые четвертой П₄ и шестой П₆ пластинами пучки, пропорциональные I_-p/4 и I_s, не требуется для вычисления параметров Стокса, но сами пластины необходимы для обеспечения точности работы системы за счет четной симметрии каждого каскада пластин. Очевидно, что такой четырехканальный поляриметр может использоваться для анализа излучения как импульсных (его быстродействие определяется а основном используемыми фотоприемниками и может достигать 10^-8 с), так и непрерывных лазеров.

В последнем случав можно применять поляриметры, работающие в режиме последовательного анализа отдельных поляризационных компонент лазерного пучка. Существенно, что в данном случав заметно повышает точность измерения (достижение точности основных величин — степени поляризации р, эллиптичности (а/b) угла преимущественной поляризации a в 1% не составляет труда) за счет снижения шумов при накоплении сигнала и синхронном детектировании. В качестве примера поляриметра данного типа сошлемся на схему модуляционного поляриметра. В нем используется двухканальный поляризационный анализатор последовательного действия, содержащий непрерывно вращающуюся (с угловой скоростью w) четвертьволновую пластинку (d=p/4) и призму Волластона, расщепляющую выходной лучок на две взаимно ортогональные поляризации с переменными во времени интенсивностями:

где q — угол, определяющий ориентацию анализатора — призмы Волластона, а — интенсивность линейно поляризованной составляющей. При попарной обработке обоих получаемых сигналов получим: на нулевой частоте (по постоянному току) s₀=I₁(0)+I₂(0), при детектировании на частоте второй гармонию (f₂=2w/2p),

при детектировании на частоте четвертой гармоники) ( угловое положение плоскости преимущественных колебаний a=0.5j₄, где j₄ — фаза сигнала четвертой гармоники. При высокой стабильности поляризации лазерного излучения измерения могут проводиться путем последовательной установки поляроида и четвертьволновой пластинки на оси пучка, замера интенсивности проходящего пучка и соответствующей обработки результатов аналогично обычным поляризационным измерениям.

2ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ И КОРРЕЛЯЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Данная глава посвящена измерению наиболее специфичных параметров и характеристик лазерного излучения, непосредственно или косвенно связанных с его когерентностью. Как известно, последняя характеризуется двумя основными параметрами — временной когерентностью, то есть длительностью Dt цуга излучения с постоянной во времени фазой (или длиной когерентности Dl=c×Dt), и степенью пространственной когерентности, определяющей степень корреляции (синфазности) излучения по поперечному сечению лазерного пучка. Естественно, что непосредственное измерение степени когерентности может осуществляться только интерференционными методами, достаточно сложными как для их понимания, так и для реализации; этому и посвящен последний параграф данной главы. Более доступны эксперименты по косвенной оценке временной когерентности путем измерения ширины линии лазерного излучения Dn_изл=1/2pDt. В зависимости от абсолютного значения Dn_изл такие измерения могут проводиться как в оптическом диапазоне (Dn_изл >10⁶ Гц), так и в радиофизическом (при меньших значениях Dn_изл), что будет рассмотрено соответственно в 2.2 и 2.3. Предварительно целесообразно вкратце напомнить основные моменты по физике лазерной генерации, связанные с когерентностью излучения.

2.1 Влияние параметров лазера на когерентность его излучения

По определению лазер — это прибор, в котором происходит усиление (и, наиболее часто, генерация) оптического излучения за счет стимулированных переходов. Поэтому в идеальном случае лазерное излучение должно быть абсолютно когерентно, т.е. время когерентности Dt®¥ и, соответственно, длина когерентности n®1, а степень пространственной когерентности n®1 (или к 100%). Такой ситуации соответствует излучение сверхстабильного одночастотного лазера бесконечно большой мощности. Естественно, что на практике это недостижимо. Поэтому целесообразно вкратце восстановить процесс генерации когерентного излучения в реальном лазере.

Генерация в лазере с линейным или кольцевым резонатором происходит в первом приближении на собственных (резонансных) частотах последнего, так как для них обеспечиваются наименьшие потери генерируемого излучения, т.е. максимальная (положительная) обратная связь. В оптическом резонаторе собственные резонансные частоты n_mnq=Dn_рез[q+(b_mn/180°)], где Dn_рез =c/2L_опт — частотный интервал между собственными продольными модами резонатора в линейном резонаторе (в кольцевом же Dn_рез =c/L_опт); q — продольный индекс; b_mn — фазовые искажения для b_mn-й поперечной моды, определяемые геометрией резонатора.

К вторичным эффектам, оказывающим незначительное влияние на частоту генерации, относятся эффекты затягивания и отталкивания частот. Однако из-за высокой добротности (Q=Dn_0.5/n_mnq »10⁶) оптического резонатора (т.е. малой по сравнению с n_mnq ширины резонансного пика Dn_0.5=с×åa/4pL_опт) отклонение частоты генерации от собственной резонансной частоты n_mn крайне незначительно и может быть обнаружено только радиофизическими методами (см. 2.3).

Гораздо сильнее на частоту генерации лазера влияют параметры активной среды: центральная частота лазерного перехода n₀=(Е_в-Е_н)/h (Е_в, Е_н — средняя энергия верхнего и нижнего рабочих уровней соответственно, h — постоянная Планка) и ширина спектральной линии Dn. При этом из бесконечного (главным образом, по продольному индексу q) набора собственных резонансных частот именно активная среда селектирует одно или несколько (в зависимости от характера уширения лазерного перехода) значений вблизи n₀.

По этой причине длина волны генерации l_ген=с/n_ген почти всех лазеров (за исключением лазеров на растворах красителей и, в меньшей степени, полупроводниковых лазеров) с достаточной для подавляющего большинства практических случаев точностью однозначно определяется используемой активной средой. С другой стороны, прецизионное измерение длины волны лазерной генерации становится в настоящее время особенно актуальным, так как эталон длины (1м) с 1983 г. определен непосредственно через длину волны пяти газоразрядных лазеров, стабилизированных по частоте излучения соответствующей поглощающей ячейкой. Длина волны этих рекомендованных лазеров лежит в диапазоне от 0,515 мкм (Аг⁺/¹²⁷I₂) до 3,39 мкм (He-Ne/CH₄) и воспроизводится с погрешностью от 1,3×10^-9 (Аг⁺/¹²⁷I₂) до 1,3×10^-10 (He-Ne/CH₄). Наименьшую погрешность (6×10^-10) воспроизведения длины волны (0.57629476027 мкм) в видимом диапазоне обеспечивает вторая гармоника He-Ne лазера, стабилизированного по частоте поглощающей ячейкой на парах ¹²⁷I₂; обе красные линии He-Ne лазера (0,6329 и 0,612 мкм) стабилизируются с заметно меньшей воспроизводимостью: 1.1×10^-9 и 1×10^-9 соответственно.

В силу вышеизложенного измерение спектральных характеристик лазерного излучения может быть разделено на три группы (по мере нарастания разрешающей способности проводимого анализа):

1. Измерение спектра излучения многомодовых лазеров непрерывного действия и пикосекундных лазеров; для этой цели вполне достаточно традиционных методов спектрометрии (в отдельных случаях — высокой разрешающей способности).

2. Прецизионное измерение длины волны или частоты генерации стабилизированных по частоте лазеров, для чего применяют интерферометры Фабри-Перо и радиофизические методы "переноса" частоты от цезиевого стандарта (9192631770 Гц) или водородного лазера (14204057518 Гц) в оптической диапазон (обычно He-Ne лазер с метановой ячейкой, n_ген=88376181,608 МГц).

3. Измерение ширины полосы генерации одночастотного лазера или разности частот генерации двух однотипных частотностабилизированных лазеров, что осуществляется с помощью радиофизического метода фотобиений (гетеродинный прием лазерного излучения).

Рассмотрим вкратце основные особенности технических средств для измерения длины волны — интерферометров и частоты — (фото)гетеродинов.

2.2Интерферометры для измерения спектра лазерного излучения

Специалист-оптик может исследовать спектр лазерного излучения (с разрешением, обычно вполне достаточным для надежного различения соседних продольных мод), наблюдая (рис.2.1) структуру колец 7, возникающих при освещении обычного интерферометра Фабри-Перо 5 коллимированным с помощью телескопической системы 3 пучком исследуемого лазера 1. На рис.2.1 показан и ряд вспомогательных компонентов, обеспечивающих успешное функционирование данной схемы: невзаимный элемент 2 обеспечивает однонаправленное (только слева направо) прохождение лазерного излучения, узкополосный фильтр 4 пропускает только излучение, характерное для исследуемой лазерной генерации; наконец, объектив 6 формирует картину интерференционных колец на расположенном на конечном расстоянии экране, что удобно для наблюдения невооруженным глазом и фоторегистрации. Визуальное наблюдение интерференционных колец можно вести и через бинокль или другой наблюдательный прибор.

Рис.2.1. Анализ частотной структуры излучения лазера с помощью интерферометра Фабри-Перо

В данной схеме длина интерферометра не должна превышать l_макс=2Dn_ген/с, где Dn_ген — ширина полосы генерации исследуемого лазера. В первом приближении ширина полосы генерации (для большинства газовых лазеров) равна величине неоднородного уширения Dn_неод лазерного перехода активной среды. Во втором приближении необходим учет кратности превышения усиления над потерями Х; Dn_ген=Dn_неод× . Потери интерферометра не должны превышать величины åa_инт = åa+2t_з = 4pl_инт×Dn_рез /(3...10)С, где åa=2а_з — остаточные потери (симметричного) интерферометра, а t_з — коэффициент пропускания его зеркал; в этом случае с помощью интерферометра можно легко определить количество генерируемых лазером продольных мод, следующих с шагом Dn_рез.

Для анализа частот генерации поперечных мод разрешение интерферометра следует существенно повысить, достигнуть чего можно либо уменьшая полные потери åa_инт, либо увеличивая расстояние между пластинами интерферометра. Кроме того, при анализе спектра поперечных мод существенно усложняются вопросы согласования полей лазера и интерферометра и их взаимной юстировки.

Естественно, что непосредственное (визуальное) наблюдение спектра лазерного излучения приемлемо только для лазеров видимого диапазона. ЭОПы несколько расширяют этот диапазон в ультрафиолет (но не далее 0.2 мкм) и ближнюю ИК область (но не далее 1.1 мкм). С другой стороны, тяжело визуально определить соотношение мощностей отдельных мод по относительной яркости соответствующих интерференционных колец.

Поэтому в настоящее время при анализе спектрального состава лазерного излучения в основном используют (рис. 2.2) сканирующие интерферометры (5...7) с фотоэлектрическим приемником 10 и регистрацией спектра лазера 1 на экране осциллографа 11, горизонтальная развертка которого синхронизирована с линейным перемещением одного из зеркал (обычно - выходного) интерферометра с помощью пьезокерамики 8. Если размах (амплитуда) колебаний зеркала 7 превышает l_ген/2, то на экране осциллографа будет виден весь частотный диапазон интерферометра Dn_инт=с/2l_инт. Существенно, что в данном варианте разрешающая способность Dn³Dn_0.5, определяется уже не только собственным разрешением интерферометра Dn_0.5, но и размером диафрагмы 9 (перед фотоприемником), выделяющей малую часть нулевого порядка интерференционной картины (центрального кольца 7 на рис. 2.1). Узкополосный фильтр 4, как и в предыдущей схеме, уменьшает фоновую засветку.

Рис. 2.2. Анализ частотного спектра основной (ТЕМ₀₀) моды лазера с помощью сканирующего интерферометра со сферическими зеркалами

Поскольку сканирование одного из зеркал интерферометра неизбежно приводит к его разъюстировке, то для обеспечения работоспособности сканирующего интерферометра обычно используют конфокальную геометрию (интерферометр Конна), а не плоские зеркала. В этом случае вопрос об отрицательном влиянии незначительных разъюстировок снимается, но ужесточаются требования к согласованию полей (собственных мод) исследуемого лазера и сканирующего интерферометра: вместо сравнительно простого (афокального) расширителя пучка телескопического типа требуется строго рассчитанная или, по крайней мере, точно установленная линза 3. В результате такого согласования устраняется перекачка энергии лазерного излучения в поперечные моды сканирующего интерферометра, частота которых при конфокальной геометрии, как известно, существенно отличается от частот основных (ТЕМ₀₀) мод на Dn_рез/2. По мере отхода от конфокальной конфигурации фазовые искажения b_mn поперечных мод асимптотически уменьшаются до величин, существенно меньших 180° в интерферометре Фабри-Перо (с большим числом Френеля N=a²/lL).

Характеристики

Список файлов реферата