Фгбоу ВПО «Иркутский государственный технический;pdf

11-Квантовая электроника
Горинова Ольга Владимировна, 4 курс
Новосибирск, Новосибирский государственный технический университет, физико-технический
Измерение сечения двухфотонного поглощения веществ методом z-сканирования с открытой
диафрагмой
Мешалкин Юрий Петрович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 492
Доронин Иван Сергевич, 2 курс
Хабаровск, Дальневосточный государственный университет путей сообщения, естественно-научный институт
Формирование лазерного излучения в молекулах органического красителя
Попова Алена Валентиновна,
e-mail: [email protected]
стр. 493
Королевская Татьяна Юрьевна, 4 курс
Новосибирск, Новосибирский государственный технический университет, радиотехники электроники и физики
Лазерные технологии создания микроканальных структур
Бессмельцев Виктор Павлович, к.т.н.
e-mail: [email protected]
стр. 494
Лейбов Евгений Михайлович, 5 курс
Новосибирск, Новосибирский государственный технический университет, радиотехники, электроники и
физики
Абсолютное измерение градиентной силы взаимодействия лазерного излучения с диэлектрическими
микрочастицами
Шишаев Анатолий Викторович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 495
Сутырин Денис Владимирович, аспирант
Новосибирск, Институт Лазерной Физики СО РАН, нет
Исследование стабильности частоты межмодовых биений полупроводникового лазера с внешним
резонатором
Клементьев Василий Михайлович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 497
Тармышова Анастасия Александровна, 5 курс
Новосибирск, Новосибирский государственный университет, физический
Расчет и исследование профильных зеркал в лазерных системах
Тарасов Владимир Михайлович
e-mail: [email protected]
стр. 498
Ульченко Иван Николаевич, 6 курс
Волгоград, Волгоградский государственный университет, физический
Экспериметальные исследования характера оптического пробоя в атмосфере ультракороткими
лазерными импульсами
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 500
Фесенко Александр Анатольевич, аспирант 1 года
Ростов-на-Дону, Ростовский государственный университет, физический
Управление энергетическими характеристиками рекомбинационного He-Sr+ лазера при помощи
дополнительного импульса напряжения.
Чеботарев Геннадий Дмитриевич, к.ф.-м.н., Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 501
Фролов Станислав Анатольевич, 4 курс
Новосибирск, Новосибирский государственный университет, физический
Динамика усиления фазо-модулированных фемтосеукндных импульсов
Трунов Владимир Иванович, к.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 502
Шараухов Николай Николаевич, 3 курс
Барнаул, Алтайский государственный университет, физико-технический
Измерение температуры неметаллических тел в поле лазерного излучения оптическим методом
Букатый Владимир Иванович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 503
491
Измерение сечения двухфотонного поглощения веществ методом z-сканирования с
открытой диафрагмой
Горинова Ольга Владимировна
Новосибирский государственный технический университет
Мешалкин Юрий Петрович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Современные лазерные технологии такие, как 3D-литография, 3D-память и т.д. нуждаются в материалах
с высоким сечением двухфотонного поглощения (ДФП). Один из методов измерений сечений двухфотонного
поглощения является метод z – сканирования с открытой диафрагмой. В отличие от широко распространенного
метода эталона, который позволяет определять сечение ДФП только флуоресцирующих веществ, метод zсканирования может быть использован и для нефлуоресцирующих веществ.
Суть метода z–сканирования сводится к следующему. Исследуемый образец помещается на пути
сфокусированного лазерного излучения с гауссовым профилем пучка. С помощью фотоприемника измеряется
зависимость излучения, прошедшего через образец, от положения образца относительно фокуса. Толщина
образца подбирается таким образом, чтобы она не превышала дифракционную длину сфокусированного луча.
Собирая фотоприемником весь свет, прошедший через образец, мы регистрируем уменьшение прошедшего
света за счет нелинейного поглощения в образце при пересечении фокуса, и неизменную интенсивность света,
при нахождении образца достаточно далеко слева и справа от фокуса. Для расчета точного значение
коэффициента ДФП необходимо произвести фиттинг – подбирая коэффициент нелинейного поглощения
найти огибающую экспериментальной кривой пропускания, соответсвующую теоритическому приближению:
T ( z) = 1 −
β
1
z2
2 2
1+ 2
z0
– коэффициент ДФП, I 0 – интенсивность в фокусе,
πω 0 2
линейного поглощения, z 0 =
λ
величины приведены для воздуха, ω 0
ω0
βI 0 Leff
Leff =
(1 − e −αL )
α
(1)
, L – длина образца, б – коэффициент
– дифракционная длина луча, л – длина волны лазерного излучения, все
– радиус сечения пучка в фокусе.
Критерием правильности построения фиттинга (огибающей) является расчет из выражения (1) значения
и сравнения его со значением, полученным экспериментально.
Величина относительного пропускания, при котором теоритическая кривая максимально совпадает с
экспериментальной, есть искомая величина, позволяющая вычислить коэффициент ДФП. Зная коэффициент
нелинейного поглощения можно вычислить сечение ДФП:
σ=
hωβ
2πN
(2)
где у – сечение ДФП, N – число молекул в единице объема и hщ/2р – энергия фотона возбуждающего импульса.
В настоящей работе приводятся результаты применения метода z-сканирования для определения сечений
ДФП различных веществ в конденсированной фазе (красители в растворах и матрицах, молекулярные
кристаллы и т.д.) при возбуждении фемтосекундным излучением Ti:Sapphire лазера. Так как двухфотонное
поглощение зависит от квадрата интенсивности (мощности) возбуждающего излучения, фемтосекундные
лазеры позволяют получить значительные пиковые мощности при относительно небольшой средней мощности.
В связи с этим в двухфотонных лазерных технологиях фемтосекундные лазеры получили наибольшее
распространение, в связи с чем возникла необходимость в материалах с высоким сечением ДФП именно на
длине волны этих лазеров.
На рис.1 представлены экспериментальные данные, полученные методом z-сканирования с открытой
диафрагмой и их огибающие, построенные на основании выражения (1).
Значения коэффициентов сечения ДФП, соответсвующие приведенным кривым составили:
DCM -4.851*103 ГМ, DCM-17 – 5.351*103, DCM-doa – 7.348*103 ГМ. (1ГМ=10-50 см4 с/фот моль).
492
рис.1 Нормализованное прохождение в методе с открытой диафрагмой в образце красителя DCM,
сплошная кривая – теоретическое приближение.
Метод z-сканирования является универсальным методом и может применяться для измерения сечений
ДФП различных материалов, в том числе с использованием других лазерных источников, в частности, Nd:YAG
лазеров с нано- и пикосекундной длительностью.
Данный метод может быть полностью автоматизирован как в измерительной части, так и в части
построения фиттингов и вычисления коэффициентов двухфотонного поглощения по заданным алгоритмам.
Формирование лазерного излучения в молекулах органического красителя
Доронин Иван Сергеевич
Гопкало Андрей Валерьевич
Дальневосточный государственный университет путей сообщения
Попова Алена Валентиновна
[email protected]
Многие жидкие органические красители генерируют лазерное излучение при оптической накачке в
области полосы поглощения, газоразрядными импульсными лампами и лазерами (обычно газовыми)
непрерывного действия. У лазеров на красителях два важных достоинства: во-первых, они способны
перестраиваться по длине волны и, во-вторых, могут излучать сверхкороткие импульсы - длительностью менее
одной триллионной доли секунды. В связи с этим лазеры на красителях широко применяются в методах
спектроскопии.
Активная среда лазера на красителе состоит из раствора органического красителя в воде, этиловом и
метиловом спиртах, кислоте или других растворителях. Органические красители представляют собой большие
и сложные молекулярные системы с сопряженными двойными связями. Они имеют, как правило, сильную
полосу поглощения в ультрафиолетовой или видимой области спектра и при возбуждении светом с
соответствующей длинной волны излучают интенсивные широкополосные спектры флуоресценции.
Молекула красителя имеет две группы состояний: синглетные (S1, S2, S3) и триплетные(T1, T2).
Синглетные состояния возникают, когда полный спин возбужденных электронов в молекуле равен нулю, а
триплетные — когда спин равен единице. Согласно правилу отбора и радиационных времен жизни, синглеттриплетные и триплет-синглетные переходы маловероятны по сравнению с синглет-синглетными и триплеттриплетными переходами. Накачка лазера на красителях происходит при поглощении фотонов, которые
переводят молекулы из основного синглетного состояния S0 в первое возбужденное синглетное состояние S1.
Стимулированное излучение возникает при переходе между уровнем, расположенным вблизи дна состояния S1,
и некоторым промежуточным уровнем состояния. Так как состояния S0 и S1 содержат множество отдельных
колебательно-вращательных подуровней, то возникающая линия излучения весьма широка. Заметим, что из
самого нижнего уровня состояния S1 молекула может также перейти в состояние T1. Этот процесс обусловлен
столкновениями и называется синглет-триплетной конверсией. Аналогичным образом преимущественно за счет
столкновений осуществляется переход Т1→S0. Так как излучательный переход Т1→S0 (фосфоресценция) также
является запрещенным, молекулы имеют тенденцию накапливаться в состоянии T1. Но переход T1→T2 является
разрешенным, и, к сожалению, диапазон частот для этого перехода почти в точности равен диапазону рабочих
частот лазера. Как только в результате переходов значительное число молекул накапливается в состоянии T1
поглощение на переходе T1→T2 быстро уменьшает коэффициент усиления и может сорвать генерацию. По этой
причине лазеры на красителях работают в импульсном режиме при длительности импульса меньшей, чем та,
которая требуется для достижения заметных значений населенности состояния T1. Для некоторых красителей
493
может также иметь место поглощение, связанное с переходами в более высокие синглетные состояния (S1→S2),
поэтому следует выбирать такие красители, у которых частоты этих переходов не лежат в интересующей
исследователя спектральной области.
Можно выделить три основные причины препятствующие возникновению лазерной генерации. Во
первых очень короткое время жизни (τ) возбужденного синглетного состояния, поскольку мощность накачки
обратно пропорциональна τ. Вторая трудность обусловлена синглет-триплетной конверсией. Что описано
выше. Время жизни триплетного состояния зависит от экспериментальных условий и, в частности, от
содержания кислорода в растворе. Оно может колебаться от 10-7 с в растворах, насыщенных кислородом, до 10-3
с и более в бескислородных растворах. Третьим мешающим фактором являются тепловые неоднородности,
возникающие в жидкости под действием накачки. Они приводят к градиентам показателя преломления,
препятствующим возникновению генерации. Оба процесса через некоторое время после начала накачки
приводят к срыву гене-рации. Но время жизни триплетного состояния можно уменьшить, добавляя в раствор
кислород, тепловые же эффекты можно уменьшить с помощью охлаждения красителя.
В нашем университете ведется работа по созданию лазера на красителе. Предварительно была
разработана математическая модель данного лазера. В качестве активной среды был выбран раствор
органического красителя родамин 6G в этиловом спирте. Моделирование ведется при помощи метода
скоростных уравнений. Этот метод основан на предположении о том, что известна структура энергетических
уровней активной среды, т.е. их расположение, расстояние между ними, а также вероятности переходов между
этими уровнями. В этом случае изменение во времени населённости Ni некоторого уровня i с энергией Еi может
быть описывается с помощью кинетического уравнения, имеющего вид
dN
= ∑ W ji ⋅ N j − N i ⋅ ∑ Wij ,
j ≠i
dt j ≠i
(1)
где и Wji – вероятность перехода из состояния с энергией Еj в состояние с энергией Ei; Wij – вероятность
обратного перехода.
Ввиду того, что при испускании или поглощении фотонов вероятность соответствующих переходов Wij
или Wji зависит от их плотности энергии, то система (1) должна быть дополнена уравнением, учитывающим
изменение плотности энергии:
dqij
dt
= Wij ⋅ N i −
q
τc
+Ω
Ni
τ
,
(2)
где τс – время жизни фотона в резонаторе, Ω – часть спонтанного излучения, которая попадает в полосу
генерации.
Когда будет готова установка, мы сравним полученные экспериментально и теоретические результаты,
что позволит установить достоверность данной модели.
Лазерные технологии создания микроканальных элементов
Королевская Татьяна Юрьевна
Новосибирский государственный технический университет
Бессмельцев Виктор Павлович, к.т.н.
[email protected]
В последние несколько лет в области химических и биохимических технологий активно развивается
новое направление – синтез в реакторах, имеющих зону реакции субмиллиметровых размеров,
преимущественно от 50 до 500 мкм, получившие название «микрореакторы».
Пластина химического микрореактора представляет собой плоскую металлическую заготовку размером
до 100х100 мм2, толщиной до 0,5 мм. Материалом для изготовления таких пластин служит нержавеющая сталь,
сплавы алюминия и меди. На поверхности пластины наносится система каналов с поперечными размерами до
200 мкм, и глубиной до 100 мкм. Вид каналов и их ориентация могут иметь произвольную форму.
При изготовлении топологии пластин возможно использование таких методов лазерной микрообработки
как фотозапись, прямая запись по фоторезисту, гравирование и припекание. Для фотозаписи и прямой записи
по резисту необходима последующая обработка, поэтому наиболее перспективными методами являются
гравирование и припекание, поскольку они одностадийны.
494
Для получения сложной структуры содержащей микроканалы микронных размеров требуются быстрые
системы сканирования микронного разрешения. Для получения образцов с ошибками менее 10 мкм при
размере области сканирования в плоскости 25х25мм2 точность позиционирования лазерного пучка должна
быть в пределах 1-5 мкм.
Для достижения высоких скоростей записи в основном применяются
сканирующие системы на основе зеркальных гальванометрических
дефлекторов с датчиками узлового положения отклоняющего зеркала, которые
обеспечивают растровый и векторный режимы записи с разрешением примерно
в 1 угловую секунду.
Для исследования способов размерной микрообработки металлических
заготовок микрореакторов и определения рабочих режимов записи в Институте
автоматики и электрометрии СО РАН г. Новосибирска разработан и изготовлен
лабораторный образец лазерной сканирующей системы (см. рис.1).
В качестве источника излучения используется твердотельный лазер на
алюмоиттриевом гранате, работающий в импульсно-периодическом режиме
модуляции добротности. Высокая импульсная мощность (до 105 Вт) и длина
волны (1,064 мкм) обеспечивают эффективный режим обработки металлов
методом термического разрушения.
Исследование процесса обработки металлических образцов проводилось
при работе лазерного излучателя в одномодовом и многомодовом режимах.
рис.1.
В одномодовом режиме генерации расходимость лазерного излучения минимальна, что позволяет
сформировать в плоскости записи лазерной системы сфокусированную точку минимально диаметра – 30 мкм.
Скорость гравирования канала на глубину 100 мкм при таком пятне и максимальной мощности достигает 10
мм/сек. При этом ширина гравируемого углубления канала не превышает 50 мкм. Требуемая ширина канала –
150-200 мкм, следовательно, такая ее величина достигается гравированием канала путем трех-пяти кратного
прохода линии со сдвигом 30-50 мкм. Соответственно увеличивается время изготовления пластины в целом.
Существенного увеличения производительности можно достичь путем увеличения выходной мощности
и размера сфокусированного лазерного пятна, что достигается в многомодовом режиме генерации. При
максимальной мощности выходного излучения в многомодовом режиме за один проход на поверхности
алюминиевой пластины формируется канал глубиной 100-150 мкм и шириной 150-200 мкм при скорости
сканирования до 10 мм/сек. Топология рабочей пластины при обработке в таком режиме формируется за один
цикл прорисовки.
Для лазерного спекания гетерогенных порошковых композиций на металлических пластинах из
алюминиевой фольги использовались композиции из мелкодисперсных окислов алюминия и стекла. Различные
объемные части этих материалов разбавлялись 50% смесью поливинилового спирта с водой и перемешивались
до получения равномерной суспензии, которая наносилась на обезжиренную поверхность металлических
заготовок-пластин. Полученные образцы высушивались и экспонировались на лазерном устройстве в диапазоне
1-10 Дж/см2. Наиболее выраженный эффект наблюдается в диапазоне экспозиций 2-4 Дж/см2.
Используя вышеизложенный подход к созданию элементов, был разработан микрореактор пластинчатого
типа для изучения реакции преобразования метанола для производства водорода в микромасштабе.
Произведенный микрореактор в комбинации с микро топливной ячейкой предложен как альтернатива к
обычным портативным источникам электричества типа батарей.
Абсолютное измерение градиентной силы взаимодействия лазерного излучения
с диэлектрическими микрочастицами
Лейбов Евгений Михайлович
Макарова Дина Сергеевна
Новосибирский государственный технический университет
Шишаев Анатолий Викторович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Манипулирование микрообъектами без механического контакта с более чем микрометровой точностью
является одним из основных направлений в возможных применениях лазерного пинцета [1]. Развиваемые в
последнее время методы создания различной геометрии пространственного распределения манипулирующего
495
излучения позволили в определённой мере решить ряд важных задач, среди которых можно выделить
пространственное разделение и фиксацию объектов разных размеров и физической природы [2]. Другим
направлением этих исследований стали измерения градиентной силы, позволяющей определить ряд физикохимических параметров микрообъектов и, в частности, их поляризуемости [3].
Обращает на себя факт, что в большинстве случаев исследования проводятся на объектах сферической
или близкой к сферической формы в растворах. В этой связи из рассмотрения выпадает большой класс
объектов, и особенно, природных и синтетических высокомолекулярных соединений, средой существования
которых не всегда является раствор. Кроме того, в растворе определение градиентной силы оказывается
возможным лишь опосредованно через решение уравнений движения в условиях гидродинамического трения в
вязкой среде [2]. Главным же недостатком, на наш взгляд, таких расчётов является получение лишь
относительных значений ряда параметров (например, концентраций захваченных частиц) либо некоторого
среднего временного параметра, характеризующего динамику захвата.
В предлагаемой работе мы представляем результаты непосредственных измерений градиентной силы
светового воздействия на диэлектрический микрообъект в воздухе. Эксперименты проводились с объектом
нитевидной формы (ворсинка хлопка), находящегося в воздушной среде. Выбор объекта, в большой степени,
обуславливался растущим интересом к таким материалам и, в том числе, в нанотехнологиях.
В отличие от сферических микрочастиц, находящихся во взвешенном состоянии в жидкости и потому не
привязанных к определённой точке отсчёта, протяжённый объект в газовой атмосфере можно установить в
положении равновесия на неподвижной опоре и относительно точки опоры проанализировать динамику
движения объекта под действием градиентной силы. При рассмотрении нитевидного микрообъекта в виде
абсолютно жёсткого тонкого стержня длиной l , установленного на точечную опору в центре тяжести стержня
(l
2 ), вывод объекта из положения равновесия под действием градиентного взаимодействия означает
отклонение стержня на угол θ относительно горизонтали, что приводит к возникновению
нескомпенсированного момента сил относительно точки опоры. При фокусировке излучения лазера на один из
концов стержня условие в условиях захвата объекта полем лазерного излучения уравнение движения частицы
можно записать в виде [4]:
I⋅
d 2θ
m
l
= − gl ⋅ sin θ + Fgrad ⋅ ,
2
4
2
dt
(1)
где I – это момент инерции стержня относительно оси, проходящей через его середину,
m – масса стержня.
Градиентная сила, порождённая взаимодействием индуцированного светом дипольного момента частицы
и электрической компонентой поля, и для гауссовых световых пучков имеет вид:
∂
2x
2
(α ⋅ V ⋅ E 2 ) = − 2 α ⋅ V ⋅ E 0 ⋅ exp(−2 x 2 / w 2 ) ,
(2)
∂x ∂x
w
где α – поляризуемость материала частицы, V – объём частицы, взаимодействующий со световым полем,
E 0 – амплитуда электрического поля световой волны, w – диаметр каустики. Градиентная сила имеет
Fgrad = ∂U
=
максимальные значения в точках, расположенных на расстоянии ± w /
2 от центра пучка, где Fgrad = 0 .
Условие захвата частицы в потенциальном поле лазерного излучения можно записать в виде:
Fgrad ⋅
l m
≥ gl ⋅ sin θ ,
2 4
(3)
и в данном случае знак равенства соответствует случаю прекращения захвата частицы лазерным полем и её
освобождению. Именно это условие было использовано при постановке наших экспериментов по проведению
абсолютных измерений градиентной силы светового давления [5].
Объектом исследований была взята ворсинка хлопка, основным компонентом которого является
целлюлоза. Ворсинка (диаметр D ≈ 7 мкм, l = 2,5 мм) устанавливалась в положение равновесия на точку
+
опоры и помещалась для изоляции от внешних воздействий в стеклянную кювету. Силовое излучение Ar лазера ( λ = 488 нм) фокусировалось в области одного из концов ворсинки ( w ≈ 1.5 D ). Процесс захвата
частицы и его динамика регистрировались по временному изменению интенсивности лазерного излучения при
его перекрытии частицей. Для условий нашего эксперимента ( θ ≈ 2 D / l , плотность целлюлозы ρ =1,52 г/см3)
градиентная сила в положении, соответствующем условию (3), составила Fgrad ≈ 1пН при интенсивности
496
излучения в области каустики I 0 ≈ 500 мВт/см2. Обратим внимание на тот факт, что реально в наших
экспериментах, и особенно, в начальный момент захвата частицы устойчиво регистрируется
θ lim ≤ 0,1 ⋅ θ , что
соответствует Fgrad ≈ 100фН .
Использование предложенной методики измерения градиентной силы
даёт возможность
дистанционного и неразрушающего определения ряда физико-химических параметров микрообъектов, таких
как диэлектрическая проницаемость ε , поляризуемость α , показатель преломления n и др.
Список публикаций:
[1]
[2]
[3]
[4]
[5]
A. Ashkin. ScientificAmerican, 1972, V.286(2), p.63.
A.N. Rubinov, V.M. Katarkevich, A.A.Afanas’ev, T.Sh.Efendiev. Opt.Commun.,2003, V.224, pp.97-106.
N. Malagnino, G. Pesce,A. Sasso, E. Arimondo. Opt.Commun., 2002, V.211, pp.15-24.
Р. Фейнман, Р. Лейтон, М. Сэндс. Фейнмановские лекции.т.2 // М.,Мир: 1965.
И.А. Карташов, Е.М. Лейбов, Д.С. Макарова, А.В. Шишаев. ЖТФ, 2006 (послана в печать).
Исследование стабильности частоты межмодовых биений полупроводникового лазера с
внешним резонатором
Сутырин Денис Владимирович
Каширский Александр Владимирович
Институт Лазерной Физики СО РАН
Клементьев Василий Михайлович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Применение полупроводниковых (п/п) лазеров в системах синтеза частот радиооптического диапазона
или для создания спектральных лазерных устройств сверхвысокого разрешения определяются в значительной
степени их частотными характеристиками. В этой связи интерес представляет исследование возможности
получения высокостабильных межмодовых частот в диодном лазере (ДЛ) при активной синхронизации мод, в
частности, при трехзеркальном резонаторе ДЛ. В то же время, если лазер работает в режиме синхронизации
мод, то ДЛ излучает соответственно ультракороткие импульсы, длительность которых определяется числом
генерируемых мод. В работах [1,2] экспериментально изучены эффекты затягивания при исследовании влияния
частоты накачки на частоту, спектральную ширину и амплитуду межмодовых биений в условиях, когда накачка
осуществляется на частоте fmw, близкой межмодовой частоте fim или удвоенной fim (fmw≈2fim). В
экспериментальных исследованиях возбуждались только продольные моды на частоте fim=(νq-νq+1)=c/(2n*L), где
ν – частота моды, q – индекс продольной моды, n*=n+νdn/dν – групповой показатель преломления.
Эксперименты показали, что наибольший интерес представляют режимы работы ДЛ, когда ток накачки Iн
незначительно превышает пороговый Ith. В этом случае при подаче СВЧ накачки эффективно возбуждаются
продольные моды. Предварительная обработка экспериментальных данных по исследованию эффекта
затягивания моды fim в зависимости от отстройки частоты накачки от межмодовой частоты fim (~230 МГц)
показала, что зависимость имеет нелинейный характер и при отстройке частоты накачки на ∆f=17-17,9 МГц
происходит смещение межмодовой частоты и, соответственно, к перестройке оптических частот. С другой
стороны это означает, что стабильность fim, определяется эффектом захвата fim и, следовательно, стабильностью
СВЧ модуляции. Это означает также, что при высокостабильной по частоте СВЧ модуляции на межмодовой
частоте можно достигнуть стабилизации fim и генерации высокостабильных импульсов.
За счет затягивания межмодовая частота будет удерживаться с высокой точностью вблизи частоты
накачки. Предварительные эксперименты с применением высокостабильного синтезатора частоты
(стабильность ~ 10-10 за время усреднения 10 с) показали, что стабильность межмодовой частоты оказалось
равной единицам 10-10 за 10с, т.е. близкая стабильности частоты синтезатора.
В дальнейшем экспериментальная установка была существенно усовершенствована. Особенность ее
состоит в том, что в ней применяется для получения высокостабильной частоты накачки опорный водородный
стандарт частоты. Для упрощения экспериментального устройства была выбрана межмодовая частота, равная
150 МГц с тем, чтобы накачку проводить на частоте fmw=300МГц (fmw=2fim). Сигнал на частоте 100 МГц от
H-стандарта умножается до 300 МГц, и далее подается через фильтр на п/п лазер. Синхронизованное излучение
фокусируется на фотоприемник и далее сигнал поступает на анализатор спектра или смеситель. Для смешения
на смеситель подается высокостабильный сигнал от синтезатора частоты, на выходе которого образуется
низкочастотный сигнал с частотой 149.999800 МГц. После смешения на выходе смесителя образуется
низкочастотный сигнал пром частоты, равный примерно 200 Гц. Этот усиленный сигнал подается на
частотомер и далее поступает на компьютерный узел для обработки результатов.
497
В процессе исследований, прежде всего, был изучен оптический спектр излучения на продольных модах
генерации. Было выявлено, что при синхронизации оптическая ширина спектра мод увеличивается в среднем на
порядок и составляет более 3 ТГц. Это значит, что в исследуемом случае активной синхронизации мод
генерируется более 2*104 мод и, соответственно, импульсы с длительностью ~0,3*10-12 с, т.е. в результате
создается гребень (comb) частот со спектральной шириной более 3-х ТГц. Эта система является основой для
создания синтезаторов радио – ТГц диапазона.
Важнейшим является вопрос о получении высокостабильной межмодовой частоты и, соответственно,
высокостабильных импульсов. Были поведены экспериментальные исследования зависимости стабильности
межмодовой частоты от стабильности СВЧ накачки и режимов работы ДЛ относительно порогового тока Ith,
когда ток инжекции Iн, незначительно превышал пороговый ток до значительного превышения на Ith. Был
изучен эффект затягивания межмодовой частоты от частоты накачки и найдены условия при которых
достигается низкий уровень шумов эффективная стабилизация межмодовой частоты.
Среднее значение
частоты, Гц
1,5*108
1,5*108
Среднеквадратичное
отклонение от
среднего значения, Гц
7.112*10-4
8.602*10-5
Время
усреднения, сек.
Количество
измерений
Стабильность
10
100
106
40
4.742Е-12
6.807Е-13
На экспериментальной установке были осуществлены измерения стабильности межмодовой частоты при
токе инжекции 57 мА, и СВЧ сигнале с выхода усилителя 3-4 В. Из таблицы следует, что при определенных
условиях достигаются высокие уровни стабильности.
Таким образом, полученные результаты показывают возможность применения п/п лазеров в системах
синтеза частот.
Список публикаций:
[1] В.Ф. Захарьяш, А.В. Каширский, В.М. Клементьев, С.А. Кузнецов, В.С. Пивцов. Квант.Электр. 35, №9,821 (2005).
[2] S.N. Bagaev, A.V. Kashirsky, V.M. Klementyev, ets., ICONO/LAT, 2005, May 11-15, St.Peterburg, Russia, Tech.Digest.
Расчет и исследование профильных зеркал в лазерных системах
Тармышова Анастасия Александровна
Новосибирский государственный университет
Тарасов Владимир Михайлович
[email protected]
В данной работе было проведено исследование лазеров на АИГ:Nd3+ в режиме свободной генерации с
различными конфигурациями резонаторов с целью получения дифракционно-ограниченного одномодового
излучения высокой мощности.
К энергетическим и пространственным характеристикам лазерного излучения предъявляются высокие
требования. Эффективным методом формирования излучения высокого качества является применение
неустойчивых резонаторов, в которых в качестве выходного элемента используется зеркало с переменным по
радиусу коэффициентом отражения. Такие зеркала называют профильными, или градиентными. Применение
профильных зеркал в нестабильных лазерных резонаторах
позволяет улучшить пространственные и
энергетические характеристики излучения: снизить угловую расходимость пучка, устранить дифракционные
эффекты на краях зеркала, увеличить яркость. Однако из-за особенностей формирования отражающего
покрытия профильные зеркала могут существенно влиять на формирование отраженного волнового фронта.
Это особенно относиться к некоторым многослойным зеркалам. Возникает вопрос о величине фазовых
искажений, вносимых определенным зеркалом, и о необходимости их учета при расчете резонатора. Для ответа
на этот вопрос в данной работе был проведен теоретический расчет фазовых искажений, вносимых
однослойным профильным зеркалом в отраженное излучение и последующая его экспериментальная проверка.
Для плоского однородного зеркала и плоского однослойного профильного зеркала, имеющего
радиальное распределение коэффициента отражения вида:
R(r ) = R0 ⋅ e
⎛ r
− 2⋅⎜⎜
⎝ r0
⎞
⎟
⎟
⎠
2
,
(1)
где R0=0.21±0.01 – коэффициент отражения в центре зеркала, r0=1.1±0.1 мм – расстояние, на котором
коэффициент отражения уменьшается в e2 раз, были теоретически рассчитаны и затем экспериментально
498
измерены расходимости лазерных лучей, отраженных от этих зеркал. Экспериментально было получено, что
расходимость излучения, отраженного профильным зеркалом совпадает в пределах погрешности с
расходимостью излучения, отраженного глухим плоским зеркалом. Этот результат находится в согласии с
теоретическим расчетом. Таким образом, фазовые искажения, вносимые плоским однослойным профильным
зеркалом, решено было не учитывать при расчете резонатора.
Затем был проведен расчет резонатора в геометрическом и дифракционном приближениях с учетом
наведенной термической линзы. При расчете термическая линза аппроксимировалась тонкой сферической
линзой, фокусное расстояние которой было измерено при нескольких значениях мощности накачки. В
результате расчетов была выбрана оптимальная конфигурация резонатора, образованного глухим вогнутым
зеркалом радиуса 62 см и плоским выходным профильным зеркалом, для которого проводилось исследование
фазовых искажения. С помощью этого резонатора удалось получить мощность 1.8 Вт, но качество пучка было
неудовлетворительным.
Затем сравнивались два конфокальных неустойчивых резонатора, образованных глухим вогнутым
зеркалом радиуса 2.2 м и выпуклым радиуса 1 м выходным зеркалом. База резонатора составила 64 см. В
качестве выходного элемента в первом резонаторе использовалось супергауссово зеркало с максимальным
коэффициентом отражения 29%. Во втором резонаторе в качестве выходного элемента использовалось зеркало
с постоянным по сечению пропусканием Т=9%. Были сделаны и обработаны фотографии профилей излучения
от обоих резонаторов в дальней и ближней зонах. В ближней зоне излучение, полученное от обоих резонаторов,
было близко к гауссову. Однако в дальней зоне у резонатора с однородным зеркалом наблюдался провал, тогда
как у второго резонатора пучок оставался гауссовым (рис.1). Расходимость излучения резонатора с
однородными зеркалами составила 26 мрад и значительно превысила расходимость резонатора с профильным
зеркалом (0.44 мрад), энергия импульса составила 0.4 Дж.
Излучение получено от
резонатора с
однородным выходным
зеркалом
Излучение получено от
резонатора с
профильным выходным
зеркалом
рис.1. Распределение интенсивности по сечению пучка в дальней зоне
Таким образом, эксперименты показали, что использование профильного зеркала в неустойчивом
резонаторе повышает селективность резонатора, уменьшает расходимость и позволяет добиться хорошего
качества пучка в дальней зоне. Кроме того, было выяснено, что плоское однослойное диэлектрическое зеркало
с переменным по сечению коэффициентом отражения не вносит существенных фазовых искажений по
сравнению с плоским зеркалом с постоянным коэффициентом отражения.
499
Экспериментальные исследования характера оптического пробоя в атмосфере
ультракороткими лазерными импульсами
Ульченко Иван Николаевич
Касьянов Иван Вячеславович, Марусин Николай Владимирович, Митрахович Иван Николаевич,
Седов Михаил Николаевич, Хайдуков Евгений Валерьевич, Шляховой Александр Васильевич
Волгоградский государственный университет
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
[email protected]
Ранее [1] нами сообщалось об организации режима однокаскадного усиления в лазерной системе,
работающей в режиме сверхрегенеративного усиления (injection seeding) с усилителем, управляемым
электромеханическим затвором и с задающим генератором, работающим по принципу КРМП (кратковременная
резонансная модуляция потерь). В настоящее время, в рамках представляемой работы, такой же режим
усиления осуществлен с усилителем, работающим с помощью пассивной модуляции добротности (с красителем
марки 255). В обеих лазерных системах достигнуты коэффициенты усиления от 105 (в последнем случае) до 109
(в первом случае). Достижение таких больших коэффициентов усиления при фокусировке с помощью линзы с
фокусным расстоянием 50 см привело к наблюдению в обоих случаях оптического пробоя атмосферы,
напоминающему по характеру самофокусировку в воздухе – образование по оси пробоя регулярно
чередующихся сгустков плазмы (рис.1).
рис.1
Факт наблюдения такого эффекта в двух отличающихся по исполнению лазерных системах наводит на
мысль, что данный вид пробоя связан, прежде всего, с достижением определенной интенсивности световым
пучком. Так, если в первом случае плотность энергии усиленного цуга достигала величины 10 Дж/см2, а
длительность отдельных УКИ в цуге, число которых 7-8, составляла 10–9 с, что соответствует плотности
энергии отдельного УКИ 1 Дж/см2, то интенсивность достигала величины не менее 1013 Вт/см2, особенно если
принять во внимание неравномерное распределение энергии в сечении перетяжки при фокусировке. Во втором
случае интенсивность излучения оказывается на 4 порядка меньше, т.е. порядка 109 Вт/см2, тем не менее
эффект наблюдается и в этом случае.
Полученные экспериментальные результаты показывают, что в данном эксперименте эффект
самофокусировки излучения не исключен, и можно предложить следующий сценарий: как известно [2, 3],
интенсивное сопровождение развивающейся лазерной плазмы электронным облаком высокой плотности
приводит к изменению действительной и мнимой частей показателя преломления. Поэтому, помимо эффекта
оптической компрессии в воздухе за счет нелинейного характера дисперсии в окружающих плазму слоях
воздуха (что в принципе может приводить к дальнейшему увеличению плотности мощности излучения)
оптический пробой такого характера может отвечать модели непрерывной перефокусировки излучения, что и
может объяснить наблюдаемый характер лазерной плазмы.
В заключение авторы выражают глубочайшее признание за ряд заинтересованных и плодотворных
консультаций доценту Храмову В.Н. и доценту Затрудиной Р.Ш.
Список публикаций:
[1] Аникеев Б.В. Митрахович И.Н., Седов М.Н., Хайдуков Е.В., Храмов В.Н. Осуществление режима сверхрегенеративного
усиления УКИ в лазерной системе с электромеханическим затвором. // Тезисы докладов конференции «Лазеры для
медицины, биологии и экологии – 2006». – С.-Петербург, 2006. С. 19-20.
[2] Хора Х. Физика лазерной плазмы. – М., Энергоатомиздат, 1986.
[3] Мак А.А., Соловьев Н.А. Введение в физику высокотемпературной лазерной плазмы: Учеб. пособие. – Л.: Издательство
Ленинградского университета, 1991.152 с.
500
Управление энергетическими характеристиками рекомбинационного He–Sr+ лазера
при помощи дополнительного импульса напряжения
Фесенко Александр Анатольевич
Ростовский государственный университет
Чеботарев Геннадий Дмитриевич, к.ф.-м.н., Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Анализируется
возможность оперативного
управления энергетическими
характеристиками
генерируемого излучения ионных рекомбинационных лазеров на парах металлов (ЛПМ) [1]. Управление может
осуществляться путем наложения дополнительного импульса напряжения в послесвечении разряда. При
помощи компьютерной модели рекомбинационного He–Sr+ лазера [2] были проведены расчеты зависимостей
выходных характеристик от параметров управляющего импульса для рекомбинационного He–Sr+ лазера,
генерирующего в фиолетовой области спектра (430.5, 416.2 нм) с уровнем средней мощности до нескольких
Ватт [1]. Рекомбинационная схема создания инверсной среды работает следующим образом. Во время импульса
тока атомы стронция двукратно ионизуются за счет электронного удара. После окончания импульса тока под
воздействием упругих соударений с легкими атомами и ионами буферного газа гелия электроны плазмы в
послесвечении быстро охлаждаются, и включается ударно-радиационная рекомбинация двукратных ионов
стронция. Электронное девозбуждение уровней SrII стягивает накачку на верхние лазерные уровни и очищает
нижние, в результате чего создается инверсная заселенность на рабочих переходах. Скорость рекомбинации
резко зависит от температуры электронов (~Te–4.5), поэтому наложение в послесвечении дополнительного
небольшого по амплитуде импульса напряжения (определяющего протекание дополнительного импульса тока
(рис.1а)) позволяет регулировать электронную температуру (рис.1б), а следовательно, и скорость
рекомбинационной накачки, что в свою очередь влияет на энергию, пиковую мощность, длительность импульса
генерации (рис. 1, а), чем в итоге определяется и средняя мощность генерируемого излучения (рис.2).
рис.1. Рассчитанные по модели импульсы тока и генерации – а, а также временной ход температуры
и концентрации электронов – б. Пунктиром показаны кривые при включенном управляющем импульсе
напряжения амплитудой Uadd = 1.5 кВ.
рис.2. Зависимость средней мощности генерации Pav на длине волны 430.5 нм SrII: а – от момента
включения t управляющего напряжения Uadd амплитуды 1.5 кВ; б – от амплитуды управляющего
напряжения Uadd, включающегося в момент начала импульса генерации t = 0.25 мкс. Длительность
управляющего импульса в обоих случаях составляет 1 мкс.
501
Были численно исследованы два режима управления энергетическими характеристиками He–Sr+ лазера:
1) путем изменения момента включения дополнительного импульса напряжения при фиксированной его
амплитуде (рис.2а), и 2) путем изменения амплитуды дополнительного импульса при фиксированном моменте
включения, совпадающем с началом импульса генерации (рис.2б).
Как видно из рис.2, оба режима управления позволяют осуществлять регулировку средней мощности в
широких пределах, при этом первый режим позволяет реализовать близкую к линейной кривую управления.
Таким образом, в работе предложен и исследован способ оперативного управления энергетическими
характеристиками рекомбинационного He–Sr+ лазера.
Список публикаций:
[1] Иванов И.Г., Латуш Е.Л., Сэм М.Ф. Ионные лазеры на парах металлов. М.: Энергоатомиздат, 1990.
[2] Chebotarev G.D., Prutsakov O.O., Latush E.L., Proc. SPIE, 5483, 83–103 (2004).
Динамика усиления фазомодулированных фемтосекундных импульсов
Фролов Станислав Анатольевич
Новосибирский государственный университет
Трунов Владимир Иванович, к.ф.-м.н.
[email protected]
В настоящее время активно развиваются фемтосекундные системы тераваттного и мультитераваттного
уровней мощности на основе лазерного и параметрического [1] усиления фазомодулированных
фемтосекундных импульсов с их последующей компрессией до начальной длительности. Проведение
исследований в области физики сверхсильных полей, релятивистской нелинейной оптики, генерации
аттосекундных импульсов с использованием таких мощных фемтосекундных систем возможно лишь при
высоком временном контрасте (до 1010), предельно короткой длительности, хорошем пространственном
распределении усиленных импульсов. В этом случае комплексное моделирование процесса усиления является
определяющим при разработке и создании фемтосекундных систем с предельными параметрами.
В данной работе развивается методика моделирования лазерного многопроходного усиления
фазомодулированных фемтосекундных импульсов с учетом дисперсионных, дифракционных, и нелинейных
эффектов, проводится анализ области применимости широко используемой одномерной модели.
Моделирование распространения импульса света в нелинейной среде с усилением выполнялось на
основе нелинейного уравнения Шредингера:
∂ A( x , y , t ; z ) ⎛ ∧ ∧ ⎞
= ⎜ L + N ⎟ A( x , y , t ; z ) ,
∂z
⎝
⎠
∂2
i ∂ 2 iβ 2 ∂ 2 β 3 ∂ 3 g − α
,
L=
+
−
+
+
2 β 0 ∂x 2 2 β 0 ∂y 2
2 ∂t 2 6 ∂t 3
2
∧
i
∧
(1)
2
N = iγ A ,
∧
∧
где A(x, y, t; z) – комплексная огибающая амплитуды поля, L и N дифференциальные линейный и
нелинейный операторы соответственно, x, y – поперечные пространственные координаты (поперёк направления
распространения волны), t – время в бегущей системе координат, z – продольная координата (вдоль
направления распространения волны). β0=β(ω0), βi= (∂iβ/∂ωi)ω=ω0, β – волновой вектор, g, α, γ и ω0 –
коэффициенты усиления, поглощения, параметр керровской нелинейности и несущая частота. Коэффициент
усиления g(ω(t), x, y) представляется в виде, который позволяет учесть эффекты спектрального обужения
контура усиления и его насыщения в поперечном направлении:
⎛ 2σ (ω ) t
⎞
g (ω (t ), x, y ) = σ (ω ) N 0 exp⎜⎜ −
I ( x, y, t ' ; z )dt ' ⎟⎟ ,
∫
=ω − ∞
⎠
⎝
(2)
где σ(ω) – сечение радиационного перехода лазерно-активной среды, I = c A 2 , N0–плотность инверсной
8π
заселенности в отсутствие поля.
502
Одним из самых быстрых и наиболее используемых способов численного решения уравнения (1)
является Фурье метод с расщеплением по физическим параметрам (split-step Fourier method – SSFM). Он
заключается в том, что линейный и нелинейный операторы применяются последовательно отдельно друг от
друга [2-4]. Все теоретические расчеты проводились с его помощью.
Проведенный в одномерной модели расчет динамики усиления и контраста сжатых импульсов
показывает возможность преодоления эффектов обужения спектрального контура усиления при чередовании
знака фазовой модуляции усиливаемых импульсов в многопроходной схеме. При сравнении результатов
моделирования в одномерном и трехмерном случае выявлена важность учета насыщения усиления в
поперечном направлении для адекватного описания экспериментальных данных. В работе также рассмотрена
возможность увеличения контраста усиленных импульсов в гибридной схеме усиления, в которой чередуются
каскады параметрического и лазерного усиления.
Результаты расчетов использованы для оптимизации параметров мощной фемтосекундной лазерной
системы гибридного типа, создаваемой в Институте лазерной физики СО РАН.
Список публикаций:
[1] V.I. Trunov, V.V. Petrov, E.V. Pestryakov, A.V. Kirpichnikov Hybrid high power femtosecond laser system Proceeding SPIE
v.6054, 210-217,2006.
[2] Bridges R.E., Boyd R.W. and Agrawal G.P. Multidimensional coupling owing to optical nonlinearities. J. Opt. Soc. Am. B v13,
553-559,1996.
[3] Liu X. and Lee B., A Fast Method for Nonlinear Schrödinger Equation. IEEE PHOTONICS TECHNOLOGY LETTERS,
v15,1549-1551, 2003.
[4] Г. Агравал. Нелинейная волоконная оптика. Москва, «Мир», 1996.
Измерение температуры неметаллических тел в поле лазерного излучения
оптическим методом
Шараухов Николай Николаевич
Алтайский государственный университет
Букатый Владимир Иванович, д.ф.-м.н.
[email protected]
В настоящее время большой интерес вызывает воздействие мощного лазерного излучения на горные
породы, такие, как гранит и мрамор. Этот выбор сделан в силу нескольких причин. Во-первых, они широко
используются в народном хозяйстве в качестве декоративных материалов, во-вторых, встречаются практически
на всей территории Российской Федерации, в-третьих, перспективы применения лазерных источников для их
обработки подталкивают к поиску новых технологий.
Одним из наиболее важных параметров при лазерной обработке материалов является температура в зоне
воздействия лазерного излучения. Для измерения этого параметра в Алтайском государственном университете
была создана автоматизированная установка для измерения температуры неметаллических тел под действием
лазерного излучения (см. рис.1).
рис.1. Схема экспериментальной установки: 1 – лазер, 2 – компьютер, 3 – оптическая
система, 4 – цветовой пирометр, 5 – устройство сопряжения компьютера с
пирометром, 6 – лазерный луч, 7 – исследуемый образец.
Установка содержит ПЭВМ типа IBM PC/AT, автоматизированный цветовой пирометр, СО2-лазер
непрерывного действия типа ЛГН-703, программно-управляемое устройство сопряжения компьютера с
пирометром.
503
Обмен данными между компьютером и устройство сопряжения осуществляется через параллельный порт
компьютера LTP1. Устройство сопряжения содержит: блок согласования с параллельным портом [1]; блок
преобразования цифрового двоичного кода в напряжение содержит двенадцати−разрядные ЦАП 594ПА1 [2], в
которых использовалось 11 разрядов.
Оптическая система (3) для воздействия лазерного излучения на образец состоит из двух зеркал и
фокусирующего объектива. Первое зеркало отражает лазерный луч под углом 90 градусов, параллельно
поверхности самописца и направляет его во второе зеркало. Второе зеркало отражает его перпендикулярно к
поверхности самописца и направляет его в объектив, который фокусирует лазерный луч на поверхности
образца, вызывая его нагрев. Для измерения динамики температуры в установке используется цветовой
пирометр (см. рис.2).
рис.2. Блок – схема цветового пирометра: 1 – входная диафрагма; 2, 7, 11 – линзы; 3 – стеклянный
светофильтр марки ФС-6; 4 – ограничивающая диафрагма; 5 – интерференционный светофильтр;
6, 12, 13 – зеркала; 8, 10 – датчики; 9 – логарифмический усилитель и сумматор.
Основные технические характеристики описанной установки:
1. Тип СО2-лазера – ЛГН-703;
2. Максимальная мощность излучения – 100 Вт;
3. Диапазон измеряемых температур – 1200-3500 К;
4. Временное разрешение – 50 мкс.
504