Неодимовые лазеры (стр. 1 )

НАЦИОНАЛЬНЫЙ ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ЯДЕРНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

МОСКОВСКИЙ ИНЖЕНЕРНО - ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

ФИЗИКО - ТЕХНИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

КАФЕДРА КВАНТОВОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

,

НЕОДИМОВЫЕ ЛАЗЕРЫ

САРОВ

2010

НАЦИОНАЛЬНЫЙ ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ЯДЕРНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

МОСКОВСКИЙ ИНЖЕНЕРНО - ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

ФИЗИКО - ТЕХНИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

КАФЕДРА КВАНТОВОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

,

НЕОДИМОВЫЕ ЛАЗЕРЫ

Методическое пособие

Утверждено:

Учебно-методическим Советом

МИФИ

______________2010г.

САРОВ

2010

УДК 530.1

,

Неодимовые лазеры

Методическое пособие составлено на основе лекций, читаемых студентам Саровского государственного физико-технического института (СарФТИ) на 5-6 курсах. В пособии изложен материал, касающийся физических основ, принципов построения и работы неодимовых лазеров. Подробно описаны спектральные, термооптические и нелинейные свойства неодим содержащих сред, благодаря которым, данный тип лазеров в настоящее время является единственным кандидатом на осуществление управляемой термоядерной реакции с положительным энергетическим выходом. Большое внимание уделено вопросам формирования спектральных, угловых и энергетических параметров лазерных пучков и методам их управления. Рассмотрены варианты конструкций усилительных каскадов и оптические схемы неодимовых лазеров.

СарФТИ 2010

Содержание

1. Стекло активированное неодимом как усилительная среда лазеров
1.1 Общие сведения…………………………………………………………………..	3
1.2 Характеристики лазерных стёкол……………………………………………….	3
2. Кристаллические активные среды для неодимовых лазеров………………………..	7
3. Нелинейные свойства и лучевая прочность активной среды………………………..	9
3.1 Нелинейные свойства неодимового стекла……………………………………..	9
3.2 Лучевая прочность активной среды…………………………………………….	13
4.  Принципы организации инверсной населенности в усилительных каскадах на неодимовом стекле..…………………………………….................................................	18
5. Источники и системы оптической накачки неодимовых лазеров…………………...	24
6. Способы модуляции добротности в неодимовом лазере…………………………….	31
7. Управление спектральными параметрами излучения лазеров на неодимовом стекле.................................................................................................................................	35
8. Режим усиления. Насыщение усиления………………………………………………	43
9.  Угловые и пространственные характеристики излучения, методы управления ими………………………………………………………………………...	45
Список литературы………………………………………………………………………...	51

1.  Стекло активированное неодимом как усилительная среда лазеров

Общие сведения

Стекло, активированное трёхвалентными ионами неодима, как лазерная среда предложено Е. Снитцером в 1961 году. Широкое распространение неодимовое стекло получило благодаря преимуществам следующих свойств: широкие, удобно расположенные для оптической накачки полосы поглощения, высокий квантовый выход люминесценции, высокая оптическая однородность и прозрачность, возможность изготовления активных элементов любых форм и размеров, доступность и относительная дешевизна сырья, возможность управления (путём варьирования состава матрицы) люминесцентными, термооптическими и нелинейными свойствами [1-3].

Один из существенных недостатков неодимового стекла – низкая теплопроводность, приводящая к термооптическим возмущениям и термическому разрушению активного элемента. В связи с этим неодимовое стекло не используется в лазерных системах с большими частотами повторения.

Лазеры на неодимовом стекле используются как в мощных лазерных системах для проведения экспериментов по термоядерному синтезу, так и в миниатюрных источниках когерентного излучения для управления процессами обработки информации. В настоящее время этот тип лазера является единственным, с помощью которого предполагается осуществить управляемую термоядерную реакцию с положительным энергетическим выходом (зажигание). Установки для этой цели проектируются и создаются в США, Франции, Китае и России. Усилительные каскады на неодимовом стекле применяются в лазерных системах сверхкоротких (~ 100 фс) импульсов с петаваттным уровнем мощности.

Характеристики лазерных стёкол

Стекло относится к телам аморфного строения. Ионы активатора (Nd3+) аморфной матрицы не внедряются в узлы решётки, как в кристаллической матрице, а входят в стекло в качестве его компонента, т. е. допускается большое внедрение активных центров. Широкое применение нашли два типа стекла: силикатное (ГЛС-1, 2, 6…) – ионами-стеклообразователями являются (SiO4)4- и фосфатное (ГЛС-21, 22, 23, 24, КГСС, LG-750…) - ионами-стеклообразователями являются (PO4)3-. (ГЛС – генерирующее люминесцирующее стекло). Преимущества фосфатных стёкол перед силикатными – более высокие сечения индуцированного излучения, больший коэффициент усиления, узкий спектр генерации, высокий к. п.д. Недостатки – более высокая стоимость, меньшая механическая и химическая стойкость.

Спектроскопия переходов в атоме неодима

Полосы поглощения ионов Nd3+ находятся в области 0,32-0,9 мкм и соответствуют переходам из основного состояния 4I9/2 на более высокие энергетические уровни (уровни накачки), рисунок 1[1]. Время безизлучательной релаксации (БР) этих верхних уровней на метастабильный верхний лазерный уровень 4F3/2 tБР ~ 10-9 с. Радиационное время жизни (время жизни люминесценции) этого уровня, в зависимости от типа стекла, составляет для силикатных стёкол tл=300‑1000мкс, фосфатных tл=300‑600 мкс.

Рисунок 1– Спектры поглощения ионов Nd3+ в силикатном стекле ГЛС-1 (штриховая) и фосфатном стекле КГСС-0102 (сплошная)

 

Характерные полосы поглощения лежат в областях: 0,58, 0,74, 0,8, 0,9 мкм. При возбуждении активной среды излучением накачки с любой из этих длин волн наблюдается интенсивная люминесценция (свечение самой активной среды) с максимумами на длинах волн 0,9, 1,06, 1,35, 1,8 мкм. Все полосы люминесценции соответствуют переходу с одного метастабильного уровня атома неодима 4F3/2 на терм 4I, между которыми возможно получить генерацию (люминесценция с расположенных выше уровней 4F5/2 и 4F7/2 очень слаба и не рассматривается): 4F3/2-4I15/2 (l»1,8 мкм), 4F3/2-4I13/2 (l»1,35 мкм), 4F3/2-4I11/2 (l»1,06 мкм), 4F3/2-4I9/2 (l»0,9 мкм), рисунок 2. Нижние уровни 4I11/2, 4I13/2, 4I15/2 отделены от основного состояния 4I9/2 большими энергетическими зазорами (>>kT), и поэтому при комнатной температуре практически не заселены.

Наибольшее практическое значение имеет переход 4F3/2-4I11/2 с наивысшим сечением излучения. Следует отметить, что длина волны излучения на переходе 4F3/2‑4I11/2 для фосфатных стёкол, в зависимости от марки, находится в диапазоне 1,053-1,055 мкм, а для силикатных 1,057-1,061 мкм. Время релаксации уровня 4I11/2 на основной уровень 4I9/2 достаточно мало, и, в зависимости от сорта стекла, t11/2 » (0,25‑30)´10-9с.

 

Уширение линии люминесценции

Эффект Штарка (расщепление спектральных линий под действием на излучающее вещество внешнего, в данном случае действующего со стороны окружающих ионов, электрического поля) приводит к расщеплению уровня 4F3/2 на два подуровня, а уровень 4I11/2 – на шесть подуровней. Лазерные переходы разрешены между всеми этими подуровнями, и, таким образом, есть 12 возможных переходов между верхними и нижними подуровнями.

Кроме того, так как неодимовые стёкла представляют собой структурно разупорядоченные среды, то локальные неоднородности поля стеклянной матрицы вызывают разброс значений штарковкских расщеплений энергетических уровней различных ионов Nd3+. Это приводит к неоднородному уширению линии люминесценции. //Уширение однородное, если уширяется линия каждого отдельного атома и, следовательно, всей системы в одинаковой степени. Уширение неоднородное, если резонансные частоты отдельных атомов распределяются в некоторой полосе частот и, следовательно, линия всей системы уширяется при отсутствии уширения линий отдельных атомов.// Результирующий контур линии люминесценции неодимового стекла представляет собой свёртку лоренцева контура (однородное уширение, вызванное столкновениями ионов Nd3+ с фононами решётки) и гауссова контура (неоднородное уширение), рисунок 3. Следует отметить, что преобладающим в неодимовых стёклах является неоднородное уширение [1].

Полуширина линии люминесценции на переходе 4F3/2-4I11/2 для силикатных стёкол Dl=26-36 нм, для фосфатных Dl=15-23 нм [1,3].

Сечение усиления

//Сечение индуцированного излучения представляет собой площадь, в пределах которой фотон может провзаимодействовать с возбуждённым атомом.// Характерные значения сечения индуцированного излучения для силикатных стёкол s=(0,9‑3,0)´10‑20 см2, для фосфатных s=(1,8-4,7)´10-20 см2 [1,3]. На практике обычно используют измеренные значения полной ширины линии и сечения усиления на требуемой длине волны.

Термооптические характеристики

Значительная часть энергии излучения накачки выделяется внутри активного элемента в виде тепла, что приводит к его нагреву, как правило – неравномерному. С этим нагревом связаны оптические искажения, являющиеся одним из основных источников аберраций резонатора и усилительных каскадов. Кроме того, механические напряжения и деформации, появляющиеся под действием неоднородного температурного поля приводят к разрушению активного элемента. Температурные перепады в активном элементе могут быть снижены следующими способами:

1.  Теплоизоляция или искусственный нагрев поверхности элемента для уменьшения теплоотвода (охранный нагрев). Позволяет увеличить частоту следования импульсов (среднюю мощность) при работе лазера сериями импульсов (длительность цикла определяется допустимой максимальной температурой активной среды).

2.  Модификация состава стекла. Наиболее эффективна для силикатных стёкол.

3.  Изменение спектрального состава излучения накачки с преобладанием инфракрасного диапазона. Перспективной является полупроводниковая накачка.

2. Кристаллические активные среды для неодимовых лазеров

Наряду с неодим содержащими стёклами, в лазерной технике применяются активные среды на основе кристаллов [4].

В отличие от стёкол, в кристаллах ионы Nd3+ внедряются в узлы кристаллической решётки, вследствие чего, концентрация атомов неодима в кристаллах ограничена. Наиболее распространённой активной кристаллической средой является YAG:Nd (алюмоиттриевый гранат Y3Al5O12, в котором часть ионов Y3+ замещена ионами Nd3+). Оптимальная концентрация » 1 ат.%. Выращивают кристаллы путём выведения части расплава (1980°С) из тигля с помощью затравки. В процессе роста в центральной части кристалла возникают механические напряжения, приводящие к оптическим искажениям, поэтому активные элементы вырезают из периферийных областей. Диаметр активных элементов, как правило, £15 мм, длина £120 мм. Основные полосы накачки расположены на длинах волн 0,36, 0,52, 0,58, 0,75, 0,81, 0,88 мкм. Структура энергетических уровней YAG:Nd такая же, как и в Nd стёклах. Наиболее интенсивным переходом так же является переход 4F3/2 ® 4I11/2 (l » 1,064 мкм). Следующими по интенсивности переходами являются 4F3/2 ® 4I13/2 (l » 1,319 мкм), 4F3/2 ® 4I9/2 (l » 0,95 мкм) и 4F3/2 ® 4I15/2 (l » 1,834 мкм).

Так же, как и в Nd стёклах, вследствие воздействия внутрикристаллического поля (эффект Штарка) верхний лазерный уровень 4F3/2 расщеплён на два сильно связанных подуровня, разделённых энергетическим зазором, а нижний лазерный уровень расщеплён на шесть подуровней.

В лазерной технике также широко применяется кристаллическая среда YLF:Nd (YLiF4:Nd). Особенностью этой активной среды является её оптическая анизотропия. В зависимости от ориентации кристалла внутри резонатора, генерация происходит либо на длине волны l = 1047 нм (p-линия), либо на l = 1053 нм (s-линия).

В отличие от Nd стекла, в котором преобладает неоднородное уширение, в кристаллических активных средах уширение однородное. Форма линии люминесценции лоренцева, а её полуширина значительно меньше полуширины результирующего контура люминесценции в Nd стёклах. В YAG:Nd Dlл=0,5 нм, YLF:Nd Dlл=1 нм. Кристаллические среды обладают большим значением сечения вынужденного излучения (YAG:Nd s=30×10‑20 см2, YLF:Nd s=15×10‑20 см2), следовательно, большими коэффициентами усиления.

Твёрдость неодим содержащих кристаллов в два раза выше твёрдости неодимовых стёкол, что позволяет проводить более качественную полировку рабочих поверхностей активных элементов. (Твёрдость YAG:Nd по шкале Мооса 8.5, у алмаза 10). Низкая пороговая энергия возбуждения, а также высокая механическая прочность и хорошая теплопроводность (на порядок выше чем у стёкол) делают лазеры на кристаллах, активированных неодимом, наиболее перспективными для использования в непрерывных и импульсно-периодических лазерах.

В таблице 1 приведены основные параметры неодимовых стёкол и кристаллов.

Таблица 1. Спектрально–люминесцентные и некоторые физические параметры
Nd-содержащих сред [1,3-5]

Параметры	Nd силикатное стекло	Nd фосфатное стекло	YAG:Nd	YLF: Nd
Центральная длина волны, нм	1		1064	1053
Ширина линии, нм	26 - 36	15 - 23	0,4 – 0,5	0,9 - 1
Время жизни, мкс			270	480
s, 10-20 см2	0,9-3,0	1,8-4,7	30	15
n2, 10-13 СГСЕ	1,2 – 2,1	1 – 2,4	3,2	0,6
Показатель преломления n0 (l=0,5мкм)	1,53 – 1,57	1,5 – 1,6	1,82	1,4567(nо) 1,4796(nе)
Теплопроводность, Вт/(м´К)	0,5 - 1	0,4 – 0,8	13	6
Коэффициент термического расширения, 10-6 К-1	10	10	6,3	1,3 (ось a) 8 (ось с)

Как видно из таблицы, лазерные кристаллы превосходят стёкла по большинству показателей, тем не менее, существенным недостатком кристаллов является их высокая стоимость и ограничение размеров изготавливаемых активных элементов, связанное с возникновением механических напряжений в кристалле в процессе его роста. Следует также отметить, что максимум линии люминесценции YAG:Nd находится вблизи максимума линии люминесценции силикатных стёкол, а максимум линии люминесценции YLF:Nd согласован с максимумом линии люминесценции фосфатных стёкол. В связи с этим в мощных лазерных установках на Nd фосфатном стекле в качестве активного элемента задающих генераторов применяют кристаллы YLF:Nd.

3. Нелинейные свойства и лучевая прочность активной среды

Предельная плотность энергии излучения на выходе лазерной установки ограничивается лучевой прочностью оптических элементов, к которым относятся неодимовое стекло, линзы, подложки, кристаллы-преобразователи, диэлектрические просветляющие и отражающие покрытия и т. д. Разрушения оптических элементов может произойти при непосредственном воздействии мощного излучения на материал оптического элемента или его покрытия, а также при самофокусировке излучения. Самофокусировка возникает вследствие нелинейных свойств среды, зависит от длины прохождения излучения через среду и приводит к объёмному разрушению оптической среды при плотностях энергии излучения ниже порога разрушения. Повысить лучевую прочность можно улучшением качества обработки поверхности оптических элементов, уменьшение внутренних пузырей и включений, разработка более стойких к воздействию лазерного излучения диэлектрических покрытий. Возможность получения предельной энергии излучения зависит также от качества лазерного пучка. Как правило, стремятся формировать пучки с максимально равномерным, близким к прямоугольному пространственным профилем интенсивности.

3.1. Нелинейные свойства неодимового стекла.

Воздействие интенсивных световых полей приводят к возрастанию показателя преломления прозрачного диэлектрика на величину, пропорциональную квадрату амплитуды напряжённости светового поля [1]:

(1)

где n0 – линейный показатель преломления, n2 – нелинейная добавка к показателю преломления (нелинейный коэффициентом преломления), - среднеквадратичное значение напряжённости электрического поля за период световой волны, связанное с интенсивностью соотношением:

(2)

Порядок величины n2 для стёкол 10-13 ед. СГСЕ.

Основным физическим механизмом, определяющим значение n2 в стёклах, является нелинейная электронная поляризуемость, обусловленная оптически наведённой деформацией электронных оболочек атомов и имеющая короткое время установления ~ 10-15 с. В фосфатных неодимовых стёклах значения n2 » в 1,5-2 раза меньше, чем в силикатных (у лучших фосфатных стёкол n2 » 1´10-13 СГСЕ). Это одно из существенных преимуществ, определяющих использование в мощных лазерных установках именно фосфатного стекла.

Эффекты, связанные с нелинейностью показателя преломления начинают сказываться при .

Количественной мерой качества пучка по отношению к самофокусировке при прохождении нелинейной среды длины L является, так называемый, интеграл распада пучка (В-интеграл), определяемый как [1]

(3) Физический смысл этого интеграла – добавка фазе за счёт нелинейного взаимодействия. Нарастание интенсивности мелкомасштабных возмущений в нелинейной среде происходит по закону:

(4)

Условие сохранения качества пучка при распространении в нелинейной среде – это ограничение В-интеграла на уровне Вmax £ 2 [6] на каждом оптическом элементе. Зависимость показателя преломления от интенсивности излучения, приводящая к большей фазовой задержке более интенсивных участков лазерного пучка, ответственна за возникновение таких нежелательных эффектов, как крупно - и мелкомасштабная самофокусировка.

Крупномасштабная самофокусировка (КМС)

Пусть в нелинейной среде распространяется пучок с гауссовым пространственным профилем интенсивности и плоским волновым фронтом. Интенсивность излучения в центре пучка выше, чем на краях, следовательно, согласно формуле (1), показатель преломления центральной части пучка также выше, чем на краях. При распространении пучка в таких условиях из-за разности скоростей распространения центральной и краевой частей пучка его волновой начнёт “проваливаться” в центре, т. е. пучок будет стремиться схлопнутся как единое целое, рисунок 4. Однако дифракция препятствует такой концентрации. Следовательно, существует такая мощность излучения, при которой дифракционное расплывание компенсируется нелинейной рефракцией. Критическую мощность появления крупномасштабной самофокусировки для гауссова пучка можно определить из выражения: . Для стекла значения Pкр составляет 2-3 МВт [1]. Пучки с большей мощностью фокусируются, с меньшей – дефокусируются за счёт большего влияния дифракции.

Пучки с супергауссовым пространственным профилем более устойчивы, чем гауссовы.

Определить длину самофокусировки, т. е. расстояние на котором пучок схлопнется, можно из выражения: [1], где а – радиус гауссова пучка, k – волновой вектор. Например, длина самофокусировки гауссова пучка радиусом 10 см, l=1 мкм, мощностью P=1 ТВт в среде с Pкр=2 МВт составляет »90 м. КМС проявляется в чистом виде при небольших превышениях мощности излучения над критической.

Мелкомасштабная самофокусировка (ММС)

Возникает при . В основе механизма появления мелкомасштабной самофокусировки также лежит нелинейная зависимость показателя преломления от интенсивности излучения. Исходная модуляция пространственного профиля лазерного пучка появляется из-за интерференции и дифракции, а также, наиболее важной причины – рассеянии мощного излучения на мелкомасштабных неоднородностях, таких как, пыли, включениях, пузырях, дефектах покрытий и т. д. Механизм развития ММС показан на рисунке 5.

 

Поперечный размер наиболее быстро нарастающего возмущения равен: , где I – интенсивность излучения. Длина развития самофокусировки: [1]. Например при l=1 мкм, I=5ГВт/см2, n2=1.3×10-13 ед. СГСЕ: L»0.5 мм, (при подстановке значения интенсивности необходимо учитывать переводной коэффициент 1Дж = 107 эрг).

На рисунке 6 представлена фотография ячейки Поккельса, в кристалле DKDP которой, после прохождения мощного лазерного импульса появились нити самофокусировки.

 

В мощных лазерных системах доминирующую роль играет именно мелкомасштабная самофокусировка.

Последствия самофокусировки

1) Уменьшение яркости излучения за счёт рассеяния света на большие углы.

2) Появление спекл-структуры пучка.

2) Образование тресков (нитей) самофокусировки диаметром 3-10 мкм, в результате которых, как правило, оптический элемент приходит в негодность.

3) Деполяризация излучения, связанная с эффектом вращения эллипса поляризации в нелинейной среде.

Мелкомасштабные возмущения в пучке устраняются применением систем аподизации пучков (сглаживание пространственного профиля на краях апертуры пучка), а также пропусканием пучка через пространственные фильтры, которые располагают, как правило, между усилительными каскадами.