CBRR1783 (728956), страница 7

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

Текст из файла (страница 7)

Рис. 2.3. Развязка поляризационного типа: в верхней части рисунка — прямой ход луча, в нижней — обратный

Для обеспечения однонаправленного распространения исследуемого излучения от лазера к сканирующему интерферометру, что исключает влияние частотной характеристики интерферометра на исследуемый лазер, между лазером и согласующей оптикой (телескопом-расширителем для интерферометра Фабри-Перо и одиночной линзой 3 для интерферометра с вогнутым зеркалом) ставится "развязка" 2 — невзаимный элемент поляризационного типа (см. рис. 2.1, 2.2). Обычно он состоит из четвертьволновой пластинки l/4 (рис. 2.3), превращающей линейно поляризованное излучение ЛП_верт исследуемого лазера в циркулярно поляризованный свет ЦП, и поляризационного элемента, установленного между лазером и этой пластинкой. Этот поляризационный элемент обычно представляет собой пленочный поляроид, а не поляризационную призму, так как он значительно дешевле, а обеспечиваемая им степень поляризации вполне достаточна, по крайней мере при измерении частотного спектра излучения многомодовых лазеров. Четвертьволновая пластинка в данном случае также может быть простейшего типа — из слюды, следует только помнить, что такой простейший вариант пластинки l/4 не обладает широкой спектральной областью из-за большой дисперсии показателей преломления n₀ и n_e слюды. В результате слюдяная пластинка l/4 может использоваться практически только для одной лазерной длины волны (в данном случае для 0.63; 3.39; 1.15; 0.49; 0.52 мкм и т.п.). Ахроматизированные пластинки из кристаллических материалов обеспечивают нормальное функционирование по крайней мере в пределах спектрального диапазона зеркал интерферометра (Dl³0.1l₀), однако их стоимость и дефицитность существенно выше.

Функционирование такого простейшего невзаимного элемента достаточно элементарно: линейно поляризованное излучение ЛП_верт исследуемого лазера без потерь проходит через поляроид, сориентированный соответствующим образом (выполняющий в прямом ходе пучка функцию поляризатора По), и пластинку l/4, превращается в циркулярно поляризованный свет ЦП, взаимодействующий с интерферометром. Отраженное им излучение (в случае сканирующего интерферометра оно переменно во времени) вновь проходит пластинку l/4, превращаясь опять в линейно поляризованное, плоскость поляризации ЛП_гор которого, однако, ортогональна исходной, так как пластинка l/2 (l/4+l/4=l/2) приводит к повороту плоскости поляризации на 90°. Естественно, что поляроид, выполняющий при обратном ходе лучей роль анализатора Ан, задерживает отраженные от интерферометра пучки. Очевидно, что невзаимный элемент поляризационного типа нормально функционирует лишь в том случае, если интерферометр и согласующая оптика не изменяют состояния поляризации отраженных пучков.

Более эффективную развязку обеспечивают кольцевые (сканирующие) интерферометры, в которых отраженный пучок (рис.2.4) обычно (в трехзеркальном интерферометре) идет под углом 60°. Однако кольцевые сканирующие интерферометры (в том числе коммерческие) обладают определенной поляризационной анизотропией собственных мод, связанной в данном случае с поляризационной анизотропией зеркальных покрытий. Предпочтительнее использовать перпендикулярную ориентацию плоскостей поляризации пучка и кольцевого интерферометра.

Рис.2.4. Схема кольцевого сканирующего интерферометра: ПК — пьезокерамика, на которую подается пилообразное напряжение U_ск(t)

Типичной геометрией кольцевого сканирующего интерферометра является почти плоскопараллельный резонатор, образованный одним вогнутым (R»1 м) и двумя плоскими зеркалами, расположенными в углах правильного треугольника со сторонами l₁=l₂=l₃=0.1 м. Соотношение R/l » 10 обеспечивает компромисс между допусками на разъюстировку интерферометра при сканировании одного из зеркал, точностью согласования оптических осей лазерного пучка и интерферометра, а также высокоэффективной селекцией в нем поперечных мод при реальных (поперечных) размерах лазерного пучка.

Оценим разрешающую способность интерферометров, понимая под этим полуширину (ширину на полувысоте) его резонансного пика Dn_0.5=с×åa/4pL_опт для типичной длины L_опт=0.1 м. Очевидно, что в этом случае Dn_0.5 определяется суммарными потерями åa, которые в основном (при точной юстировке) состоят из потерь в диэлектрических зеркалах; последние при использовании современной технологии обеспечивают åa_зер » 0.1%. В результате получим Dn_0.5 »0.1%. Такого разрешения вполне достаточно для надежного различения продольных (аксиальных) мод метрового лазера (Dn_рез »150 МГц), а также для анализа спектра мод высших порядков в квазиконфокальном резонаторе и на малых числах Френеля (N»1) — в плоскопараллельном резонаторе. Однако такая разрешающая способность не достаточна при изучении спектра поперечных мод обычных лазеров с плоскопараллельными (и близкими к ним почти плоскопараллельными) резонаторами и в ряде других случаев.

Дальнейшего повышения разрешающей способности можно достичь, используя принципиально отличные от методов оптической спектрометрии радиофизические способы.

2.3Измерение частоты лазерного излучения методом фотобиений

Данный метод, часто называемый методом фотогетеродинного приема оптического излучения, обладает гораздо большей частотой и разрешающей способностью, по крайней мере до долей герц, что и является его основным преимуществом перед интерференционными измерениями. С другой стороны, как всякий косвенный способ (в данном случае, как показано ниже, осуществляется перенос частоты лазерного излучения в область радио- и даже звуковых частот) метод фотобиений требует грамотной интерпретации получаемых результатов с учетом специфики преобразования информации.

Ограничимся рассмотрением простейшего аналитического случая — фотобиений двух когерентных излучений с частотами n₁ и n₂, описываемых амплитудами электрической составляющей электромагнитного поля и . Если два таких пучка направить на какой-либо фотоприемник, то в соответствии с законом Столетова его фототок i(t) будет прямо пропорционален интенсивности светового потока

Ввиду ограниченной полосы частот фотоприемника фототоки, вызываемые тремя последними составляющими суммарного потока (с частотами, соответственно, n₁+n₂, 2n₁ и 2n₂) не могут быть зарегистрированы; два первых слагаемых ( ) образуют постоянную составляющую, которая и регистрируется при обычной фотоэлектрической регистрации световых потоков. Наиболее информативным в интересующем нас аспекте является третье слагаемое , содержащее полную информацию о частотно-фазовых соотношениях обоих световых пучков.

Рассмотренная выше ситуация используется на практике только для анализа частотно-фазовых соотношений в пучках двух одночастотных лазеров (обычно стабилизированных по частоте) или излучения двухчастотных лазеров.

Ввиду весьма ограниченного распространения лазеров последнего типа сосредоточим внимание на применении метода фотобиений для анализа особенностей спектра излучения одночастотного лазера. Для этого необходим второй лазер — гетеродин, стабильность частоты n₂ и амплитуды Е₂ излучения которого существенно выше, чем исследуемого. При этом условии спектр фототока разностной частоты, наблюдаемый на экране стандартного низкочастотного радиоэлектронного спектроанализатора, прямо пропорционален спектру исследуемого лазера. Естественно, что аналогичный результат получится в случае обычной, а не фотогетеродинной регистрации исследуемого потока фотоприемником. При этом, однако, на исследуемый сигнал (продетектированный фотоприемником спектр исследуемого излучения) будут наложены низкочастотные (а потому очень большие) шумы самого фотоприемника и электронного тракта. Фотогетеродинирование переносит исследуемый сигнал в область разностной частоты (n₁-n₂), где электронные шумы значительно меньше, что и позволяет более точно анализировать исследуемое излучение. Нестабильность излучения гетеродинного лазера приводит к дополнительному (ложному) уширению исследуемого спектра из-за свертки со спектром гетеродина.

Таким образом, рабочий диапазон частот фотогетеродинного метода сверху ограничен электронным трактом (включая, разумеется, фотоприемник) и обычно не превышает нескольких сотен мегагерц, а снизу - нестабильностью частоты (и амплитуды) лазера-гетеродина, минимальная величина которой (за время анализа спектра) »10² Гц.

Предельные возможности гетеродинного метода были реализованы при исследовании нестабильности частоты генерации одночастотного эталона длины волны 3,39 мкм на He-Ne лазере, стабилизированном по пику Лэмба от внутренней поглощающей ячейки с метаном: в зависимости от физической природы отдельные составляющие нестабильности колебались в пределах 10...40 Гц. В результате этого рассматриваемый метод не позволяет непосредственно исследовать и измерить предельную ширину спектральной линии излучения одночастотного стабилизированного лазера, которая представляет как теоретический, так и существенный практический интерес.

Для прецизионного анализа спектра одночастотного лазерного излучения обычно используют две модификации фотогетеродинного метода. Простейшая из них — гомодинный прием — заключается в анализе фотобиений между всеми компонентами (друг с другом) в спектре излучения одночастотного лазера. Такой прием обладает двумя недостатками: результат наблюдается на нулевой (центральной) частоте, т.е. сильно зашумлен; кроме того, на экране спектроанализатора получается не сам спектр, а его автокорреляция, что необходимо учитывать при интерпретировании полученных результатов. Так, нормальное распределение (гауссоида) уширится в раз, а лоренцева линия — в 2 раза, правда, без изменения формы линии.

Первый недостаток гомодинного метода (нулевая центральная частота и, соответственно, сильная зашумленность) можно устранить, используя метод переноса частот в оптическом или радиодиапазоне. При оптическом переносе часто используется (продольный линейный) эффект Доплера при отражении излучения от прямолинейно движущегося с постоянной скоростью V_зер зеркала. В результате спектр половины исследуемого пучка переносится в область более высоких (зеркало движется к лазеру) или низких (зеркало движется от лазера) частот на величину Dn=(2V_зер/c)n_ген. Основным недостатком метода оптического переноса частоты гомодинных фотобиений (иногда этот способ называют квазигомодинным детектированием, хотя такое название не полностью отражает его существо) является влияние нестабильности движения зеркала, приводящее к дополнительному и неконтролируемому уширению получаемого спектра.

Перенос спектра в область слабозашумленных (в электронном тракте) частот может быть осуществлен и радиотехническим методом гетеродинирования. Для максимального снижения шумов этот прием надо применять непосредственно к фототоку (а не в последующем электронном тракте, как это делают в обычных супергетеродинных приемниках слабых сигналов), для чего используют фотоЛБВ в СВЧ диапазоне сдвигов и ФЭУ с поперечным высокочастотным магнитным полем в диапазоне сдвигов < 10³ МГц.

Метод галогенного приема ранее (до появления сканирующих интерферометров) широко использовался для анализа количества генерируемых (продольных) мод многочастотного лазера 1, излучение которого фокусируется на фотоприемнике 3 линзой 2 (рис. 2.5). При этом на экране радиочастотного спектроанализатора 4 наблюдались особенности частотного спектра фотобиений (возникающих в фотоприемнике 3), обусловленные эффектами затягивания и отталкивания (в области) частот генерации отдельных продольных мод лазера с неоднородно уширенной линией рабочего перехода. В результате спектр генерации незначительно (dn<10⁶ Гц) и, что самое главное, неодинаково на разных модах отличался от эквидистантного (с шагом Dn_рез=с/2L_опт) спектра оптического резонатора. В результате на первой разностной частоте Dn_i=n_i-n_j частоты биений разных мод несколько различались. Легко показать, что количество этих разностных частот на единицу меньше количества генерируемых мод N_ген=INT(Dn_ген/Dn_рез), где Dn_ген — ширина полосы генерации. Действительно, две моды с частотами n₁=q₁×Dn_рез+dn₁ и n₂=q₂×Dn_рез+dn₂ дадут биения только на единственной разностной частоте Dn₂₁=Dn_рез+dn₂-dn₁; аналогично для трех мод получим две почти одинаковые разностные частоты Dn₃₁=Dn_рез+dn₃-dn₂ и Dn₂₁=Dn_рез+dn₂-dn₁ и еще одну частоту — вдвое большую Dn₃₁=2Dn_рез+dn₃-dn₁, на второй резонансной частоте число пиков на два меньше числа генерируемых мод /n_ген.

Характеристики

Список файлов реферата