WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

В первой главе «Состояние исследований пространственной структуры излучения лазеров с продольной накачкой» дан краткий обзор работ по исследованию пространственной структуры излучения лазеров с продольной накачкой. Перечислены основные подходы к описанию таких лазеров. Приведены результаты ряда экспериментальных и теоретических работ, дающих представление о физических процессах, определяющих формирование пространственной структуры излучения. Обсуждаются результаты работ по синхронизации поперечных мод в лазерах с вырожденными резонаторами при накачке узким пучком. §1.1 посвящен особенностям лазеров с продольной накачкой. Отмечается роль соотношения между диаметром нулевой моды холодного резонатора и эффективным диаметром накачки. Рассматривается механизм искажения пространственной структуры излучения в представляющем практический интерес случае пучка накачки, узкого по сравнению с нулевой модой резонатора. В §1.выделяются подходы к описанию лазеров с продольной накачкой. Описаны приближение амплитудного экрана и особенности профиля пропускания активной среды. Дан обзор основных методов расчета пространственной структуры излучения лазеров с негауссовыми элементами. Обсуждаются способы характеризации отличий пространственной структуры излучения от структуры нулевой моды холодного резонатора. В §1.3 представлены результаты теоретических и экспериментальных работ по синхронизации поперечных мод в лазерах с продольной накачкой. Существование критических конфигураций связывается с частотным вырождением мод холодного резонатора, которое имеет место при условии r arccos g1g2, (1) s где g1,2 — параметры конфигурации резонатора, r/s — несократимая дробь, характеризующая вырождение. Обсуждается возможность существования в резонаторе суперпозиций мод при выполнении условия вырождения. Отмечается, что в имеющихся на данный момент экспериментальных работах по синхронизации поперечных мод в лазерах с продольной накачкой используются резонаторы небольших длин (до десятка см).

Во второй главе «Структура основной моды аксиально-симметричных лазеров с устойчивыми резонаторами при пространственно неоднородном усилении» представлены результаты численного моделирования методом ФоксаЛи распределений комплексной амплитуды основной моды лазера с аксиальносимметричным двухзеркальным резонатором с тонкой активной средой, расположенной на одном из зеркал. В §2.1 представлена схема модельного лазера, описана модель расчета, приведена система уравнений, описывающих распределения комплексной амплитуды на зеркалах резонатора. Резонатор характеризуется параметрами конфигурации g1, g2 и числом Френеля NF.

Рассматривается случай гауссовых профилей усиления в активной среде вида r K(r) 1 (K0 1)exp, (2) w AC где K0 — усиление на оси, wAC — радиус нулевой моды холодного резонатора, — степень неоднородности (равна отношению радиусов нулевой моды и области усиления). Отличие рассчитанных распределений комплексной амплитуды от гауссовых характеризуется введенным параметром |0|2, который представляет собой долю мощности, которая содержится в нулевой моде холодного резонатора.

В §2.2 представлены результаты расчета зависимости |0|2 от параметров конфигурации резонатора g1 и g2 (рис.1). Значительные снижения |0|2 от 1, т.е.

заметные отличия распределений основной моды от распределений нулевой моды холодного резонатора, реализуются в критических конфигурациях, которые представляют собой участки гипербол g1g2 = const. Представлены зависимости |0|от g2 для плоскосферических (g1 = 1) и симметричных (g1 = g2) резонаторов при различных NF. В §2.3 приводятся рассчитанные распределения комплексной амплитуды на зеркалах резонатора для ряда критических конфигураций.

Распределения либо имеют вид узкого приосевого пичка на фоне широкого пьедестала, либо представляют собой выраженные кольцевые структуры.

Рис. 1. Зависимость |0|2 от g1 и g2 при NF = 9, K0 = 2.0, = 3.

В §2.4 обсуждаются результаты расчетов. Представлена физическая интерпретация формирования негауссовой основной моды, построенная на основе анализа фазовых набегов лагерр-гауссовых пучков. Разложение распределений комплексной амплитуды показало, что в критических конфигурациях основная мода образована набором лагерр-гауссовых пучков со значениями радиального s индекса pj j, где j = 0, 1, 2, 3… в случае четных s и pj sj при нечетных s.

Установлено, что в критических конфигурациях с нечетными s основная мода имеет на противоположных зеркалах близкие распределения, в то время как при четных s распределения существенно различаются. В §2.5 рассматриваются два способа приближения пространственной структуры основной моды к гауссовой: за счет перехода к некритической конфигурации резонатора и при установке внутри резонатора диафрагмы. Основные результаты второй главы сформулированы в §2.6.

В третьей главе «Влияние параметров пространственно неоднородного усиления на основную моду в окрестности критических конфигураций» численно и аналитически изучается влияние параметров профилированного усиления — усиления на оси K0 и степени неоднородности — на особенности основной моды. В §3.1 представлены результаты расчета методом Фокса-Ли зависимостей |0|2 от g2 для плоскосферических (g1 = 1) и симметричных (g1 = g2) резонаторов при различных K0 и. Результаты расчета показывают, что число критических конфигураций не зависит от K0, увеличение K0 приводит к расширению областей, в пределах которых наблюдается значительное снижение |0|2. Увеличение приводит к росту числа проявляющихся критических конфигураций. В §3.2 изложено представление активной среды с профилированным усилением как элемента, осуществляющего перераспределение амплитуд в системе лагерр-гауссовых пучков. Рассмотрены зависимости матричных элементов профилированного усиления вида (2) от K0 и. В §3.3 разработана аналитическая модель двух взаимодействующих пучков. Основная мода рассматривается как суперпозиция двух лагерр-гауссовых пучков с радиальными индексами p = 0 и p = p, где p = s/2 или s при четном или нечетном s соответственно. Модель учитывает взаимодействие пучков в условиях пространственно неоднородного усиления, дифракционные потери и относительный сдвиг фаз пучков за обход резонатора, возникающий при отстройке от строгого вырождения. В §3.4 с помощью разработанной модели в предположении, что доля мощности, сосредоточенная в пучке с p = p много меньше доли мощности, приходящейся на пучок с p = 0, получены аналитические выражения для пороговых значений параметров, обеспечивающих синхронизацию поперечных мод. В частности определены значения 0.9 такие, что при > 0.9 при строгом вырождении в пучке нулевого порядка содержится не более 90% мощности (табл. 1). Также получены аналитические выражения для ширины диапазона отстроек от строгого вырождения на диаграмме устойчивости, в пределах которых реализуется синхронизация поперечных мод. Ширины областей синхронизации увеличиваются с ростом усиления. Показано, что оценки ширин областей синхронизации и величин 0.9, определяемые с помощью аналитической модели хорошо согласуются со значениями, полученными численным методом Фокса-Ли. В §3.5 представлены основные результаты третьей главы.

0.9 по аналитической r/s 0.9 по Фоксу-Ли p модели 2 1/4 1.26 1.3 1/3, 1/6 1.75, 1.75 1.4 1/8, 3/8 2.11, 2.12 2.5 1/5, 1/10, 3/10 2.42, 2.43, 2.42 2.6 1/12, 5/12 2.75, 2.70 2.7 1/7, 2/7 2.97, 2.93 2.8 3/16, 5/16 3.17, 3.17 3.9 1/9, 2/9 3.53, 3.37 3.Табл. 1. Значения 0.9 для различных r/s, полученные методом Фокса-Ли и с помощью аналитической модели двух пучков.

В четвертой главе «Пространственная структура излучения при синхронизации поперечных мод в лазере с астигматическим резонатором» приведены результаты экспериментального и численного исследования синхронизации поперечных мод в Nd:YAG-лазере с продольной диодной накачкой.

§4.1 посвящен описанию экспериментальной установки (рис. 2). Исследуемый Nd:YAG-лазер с накачкой излучением лазерного диода имел выходное зеркало с радиусом кривизны 150 см и пропусканием < 1%. Пучок накачки в активной среде имел характерные размеры 0.04 0.12 мм. В эксперименте регистрировались распределения интенсивности за выходным зеркалом при различных длинах резонатора.

Рис. 2. Схема Nd:YAG-лазера с продольной диодной накачкой. ЛД — лазерный диод, Л1 и Л2 — коллимирующая и фокусирующая линзы, МП — механический прерыватель, ВЗ — выходное зеркало, Э — экран, О — объектив.

Рис. 3. Экспериментальные (левый столбец) и рассчитанные (средний столбец) распределения интенсивности и относительные энергии эрмит-гауссовых пучков |mn|2 (правый столбец) в окрестности вырождения с r/s = 1/4. В миллиметрах указана длина резонатора. Dx = 0.057 м–1, Dy = 0.18 м–1. Для данного случая Ldeg и Ldeg равны 700мм и 734мм соответственно.

x y В §4.2 приводятся экспериментальные результаты. Длина резонатора в эксперименте менялась от 45 см до 140 см. Было обнаружено, что распределения интенсивности излучения при синхронизации поперечных мод не демонстрируют круговой симметрии, наблюдаемой в работах других авторов в случае резонаторов длиной до десятка сантиметров. Нарушение круговой симметрии проявляется в том, что для каждого проявляющегося вырождения существуют две т.н.

вырожденные длины Ldeg и Ldeg, при которых распределения интенсивности x y развернуты в перпендикулярных друг другу выделенных направлениях.

Экспериментальные распределения интенсивности для r/s = 1/4 приведены на рис. 3 (правый столбец). Распределения интенсивности поворачиваются при вращении активной среды относительно оси резонатора. Описанное поведение пространственной структуры наблюдалось для шести кристаллов Nd:YAG и Nd:YLF (от кристалла к кристаллу менялись значения Ldeg и Ldeg и ориентация x y выделенных направлений x и y относительно плоскости падения на скошенную грань). Предложена интерпретация нарушения круговой симметрии, основанная на расщеплении вырождения за счет действия слабого астигматизма активной среды:

неравенство оптических сил активной среды Dx и Dy приводит к тому, что условия вырождения для эрмит-гауссовых мод семейств HGm0 и HG0n с ненулевыми первым и вторым индексами реализуются отдельно, соответственно при длинах Ldeg и Ldeg.

x y Реализованная для проверки данной интерпретации численная модель расчета распределений интенсивности излучения представлена в §4.3. Модель основана на перераспределении амплитуд в системе астигматических эрмит-гауссовых пучков в условиях пространственно неоднородного усиления. В §4.4 представлены результаты расчета (см. рис. 3). Результаты расчета хорошо согласуются с экспериментальными. Отмечается, что расщепление астигматизма позволяет без привлечения численного моделирования измерить величину астигматизма лазерных кристаллов. Оптические силы Dx и Dy находятся из измерений Ldeg и Ldeg и для x y шести исследованных кристаллов попадают в диапазон от -0.03 м–1 до +0.2 м–1. В §4.5 изучены особенности фокусировки суперпозиций эрмит-гауссовых пучков, формирующихся при синхронизации поперечных мод в лазере с астигматическим резонатором. Обсуждается наличие в окрестности фокальной плоскости фокусирующей линзы псевдоперетяжек, поперечный и продольный размеры которых в несколько раз меньше размеров перетяжки нулевой моды холодного резонатора. §4.6 посвящен определению условий проявления слабого астигматизма резонатора при синхронизации поперечных мод. Показано, что связанное с астигматизмом расщепление вырождения перестает проявляться при уменьшении длины резонатора и/или увеличении потерь. С помощью Nd:YAG и Nd:YLF-лазеров с резонаторами длиной соответственно ~75 см и ~7 см экспериментально продемонстрировано, что при одном и том же астигматизме резонатора в условиях синхронизации поперечных мод возможно формирование излучения как с кольцевой пространственной структурой с симметрией близкой к круговой, так и со структурой, демонстрирующей расщепление вырождения. В §4.7 представлены основные результаты четвертой главы.

В пятой главе «Особенности фокусировки излучения диодных линеек с волоконным выводом и структура излучения компактного Nd:YLF-лазера» представлены результаты исследования пространственных распределений излучения накачки, транспортируемого по волоконному световоду, и пространственных распределений выходного излучения компактного лазера с накачкой одиночным лазерным диодом.

В §5.1 теоретически и экспериментально исследованы пространственные распределения интенсивности излучения диодных линеек с волоконным выводом в схеме продольной накачки твердотельных лазеров. Рассмотрены пространственные и угловые распределения излучения на выходе световода в зависимости от длины и изгибов световода. Экспериментально зарегистрированы и рассчитаны численно распределения интенсивности накачки в поперечных сечениях пучка при фокусировке (рис. 4). Расчет проводился средствами геометрической оптики.

Установлено, что существует область, в которой интенсивность излучения на оси превышает интенсивность в плоскости изображения торца световода. Данная область расположена между фокальной плоскостью фокусирующей линзы и плоскостью изображения. Также рассчитаны распределения инверсной населенности в четырехуровневой активной среде при различных положениях лазерного кристалла в пучке накачки.

Рис. 4. Зарегистрированные экспериментально распределения интенсивности (б), профили рассчитанных (сплошные кривые) и измеренных (пунктирные кривые) распределений (а) в различных сечениях пучка накачки, а также рассчитанное распределение интенсивности накачки в плоскости xz (в).

В §5.2 изучается пространственная структура излучения компактного лазера с накачкой мощным одиночным лазерным диодом с кристаллами Nd:YLF и Nd:YAG в качестве активной среды. Накачка лазера осуществлялась непрерывным лазерным диодом мощностью 5 Вт, излучающим на длине волны 0.805 мкм. В рассматриваемой схеме длина резонатора полуконфокальной конфигурации составляла 7 см. Было обнаружено, что при использовании кристаллов Nd:YLF в качестве активной среды конфигурации резонатора по характеру выходных распределений интенсивности можно разделить на критические и некритические при мощности накачки вплоть до 5 Вт. Предложена методика поиска оптимальной конфигурации резонатора. В случае кристаллов Nd:YAG разделение конфигураций резонатора на критические и некритические представляется затруднительным, поскольку даже при мощности накачки 1 Вт распределения интенсивности существенно отличаются от гауссовых практически при всех длинах резонатора.

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»