WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


 

УДК 535.34  На правах рукописи

Айрапетян Валерик Сергеевич

Совершенствование методов создания ИК лидарных систем на основе нелинейно-оптических кристаллов для исследований атмосферных газов

01.04.05 – «Оптика»

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени доктора
технических наук

Новосибирск – 2009

Работа выполнена в Сибирской государственной геодезической академии.

Научный консультант 

доктор технических наук, профессор

Чесноков Владимир Владимирович.

Официальные оппоненты:        

доктор физико-математических наук, профессор

Пономарёв Юрий Николаевич;

доктор физико-математических наук, профессор

Дмитриев Александр Капитонович;

доктор физико-математических наук, профессор

Строганов Владимир Иванович.

Ведущая организация        –

Институт автоматики и электрометрии СО РАН,

г. Новосибирск.

Защита состоится « 08 » апреля 2010 г. в 14-00 час. на заседании  диссертационного совета ДМ 212.251.01 в Сибирской государственной геодезической академии (СГГА) по адресу: 630108, Новосибирск,  ул. Плахотного, д. 10, ГОУ ВПО «СГГА», ауд. 403.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ГОУ ВПО «СГГА».

Автореферат разослан «____»  ___________ 2009 г.

Ученый секретарь 

диссертационного совета Симонова Г.В.

к.т.н.

Общая характеристика работы

Актуальность темы исследования. Изучение явлений, происходящих в атмосфере Земли, было и остается актуальной задачей в деятельности человека. Традиционные методы дистанционного исследования атмосферных явлений, во многих случаях проводимые визуально-экспериментальным путем, давали малоэффективные результаты. Наряду с традиционными методами, в последние годы активно развиваются современные методы и технические средства по сбору информации о процессах, происходящих в атмосфере Земли. Среди них важное место отводится дистанционному зондированию атмосферы оптическими методами, являющимися наиболее перспективными в исследовании и контроле параметров атмосферы Земли.

Интенсивные исследования в области лазерного дистанционного зондирования, проводимые в последние десятилетия, показали, что лидар (lidar – light identification, detection and ranging) является одним из наиболее перспективных инструментов исследования атмосферных газов и загрязнителей атмосферы.

Информация, полученная с помощью первых лидарных систем на основе лазеров, была очень ограничена, поскольку она не позволяла идентифицировать и определять параметры основных компонентов атмосферы.

Дистанционное зондирование с помощью лидарных систем особенно интенсивно начало развиваться после появления импульсных перестраиваемых лазеров, излучающих в ближнем и среднем инфракрасном диапазонах длин волн, и позволяющих решать ряд принципиально важных задач оптической спектроскопии, а именно:

- достигать предела чувствительности спектрального анализа атомов и молекул, недоступной даже лучшим масс-спектрометрам (экспериментально реализуются методы детектирования отдельных молекул в одном квантовом состоянии);

- проводить исследование спектров и релаксации из возбужденных состояний атомов и молекул (лазерное излучение позволяет селективно возбудить в любое квантовое состояние значительную часть атомов и молекул и проследить пути релаксации их в основное состояние, а также измерить время релаксации);

- выполнять дистанционный спектральный анализ – исследовать комбинационное и резонансное рассеяние атомов и молекул на значительном удалении от лазера и получать информацию об атомном и молекулярном составе вещества;

- с помощью перестройки частоты лазерного излучения, используя избирательность поглощения света веществом, осуществлять селективное воздействие лазерного излучения на вещество с целью определения его состава и свойств.

Лазерные дистанционные исследования компонентов атмосферы Земли, проводимые отечественными научными центрами, в том числе  Физическим институтом им. П.Н. Лебедева РАН (г. Москва), Институтом оптики атмосферы СО РАН (г. Томск), Институтом спектроскопии РАН (г. Троицк), Санкт-Петербургским университетом базируются на основе методов флюоресценции, рэлеевского и комбинационного рассеяния.

Существенный вклад в изучение явлений окружающей среды (в частности,  конкретных компонентов атмосферы Земли) теоретическими и экспериментальными спектроскопическими методами внесли отечественные  ученые: В.Р. Хохлов, С.А. Ахманов, В.Е. Зуев, И.Л.Фабелинский, Ф.В. Бункин, Г.Г. Матвиенко, Ю.Н. Пономарев, Б.И. Васильев и др.

В данной диссертационной работе рассматриваются решения задач исследования газовых сред, связанных с созданием и применением плавно и (или) дискретно перестраиваемых параметрических ИК-лидарных систем, основанных на методе дифференциального поглощения и рассеяния.

Актуальность диссертационного исследования обусловлена необходимостью решения проблемы совершенствования методов и создания, новых лидарных средств, позволяющих расширить диапазон перестройки длины волны лазерного излучения и повысить чувствительность дистанционного детектирования минимально допустимых концентраций молекул газов ИК-лидарной системой.

Также весьма актуальным представляется исследование параметрических процессов генерации лазерного излучения ближнего и среднего ИК-диапазона и создание на его основе эффективной многочастотной и многофункциональной лидарной системы, позволяющей изучать спектральные свойства молекул газов при нелинейно-оптическом взаимодействии с лазерным излучением.

Цель и задачи исследования

Целью диссертационной работы является выявление и обоснование физических закономерностей и особенностей технологических методов обработки нелинейно-оптических кристаллов и создание на их основе высокоэффективных параметрических генераторов света ближнего и среднего ИК-диапазона, обеспечивающих дистанционное зондирование атмосферных газов.

Для достижения поставленной цели в работе необходимо решить следующие задачи, в которые входит:

1) исследование влияния различных факторов (например, ориентации кристалла, концентрации и вида примеси, температуры окружающей среды, термохимической обработки, -облучения и поляризации излучения лазера) на величину и время хранения наведенной оптической неоднородности (НОН), возникающей в активных элементах параметрического генератора света (ПГС) из нелинейных кристаллов ниобата лития (LiNbO3)  и калия титанила фосфата (КТР);

2) исследование спектральных, пространственно-временных, амплитудных и поляризационных характеристик излучения ИК ПГС с плавной и (или) дискретной перестройкой длины волны; выявление особенностей этих параметров; исследование влияния вида резонатора ИК ПГС на пространственно-временные, амплитудные и спектральные характеристики излучения; выявление путей получения квазимонохроматичного излучения и определение его степени во всем диапазоне перестройки длины волны ИК ПГС;

3) разработка и реализация ИК-лидарного комплекса, основанного на ПГС, позволяющего плавно и (или) дискретно (от импульса к импульсу) проводить зондирование атмосферы в ближнем и среднем ИК-диапазоне длин волн;

4) проведение экспериментальных исследований дистанционного измерения малых концентраций газов в условиях открытой атмосферы методом дифференциального поглощения и рассеяния; выполнение сравнительного анализа чувствительности данного метода с другими методами при дистанционном измерении концентраций молекул газов в стандартных условиях;

5) исследование особенностей изменения параметров колебательно-вращательного спектра поглощения газовых сред атмосферы Земли (интенсивность, ширина и форма спектральной линии) с учетом влияния различных факторов со стороны окружающей среды;

6) выявление возможностей использования плавно и (или) дискретно перестраиваемого ИК-лидарного комплекса для дистанционного и оперативного определения концентраций биологически агрессивных газовых сред с высокой точностью и чувствительностью.

Объекты и методы исследования

В качестве основных объектов исследования выбраны:

- нелинейно-оптические кристаллы YAG:Nd3+, LiNbO3, LiTaO3 и KTP;

- ИК - параметрический генератор света;

- различные газовые среды, имеющие колебательно-вращательные спектры поглощения в диапазоне частот перестройки ИК - лидара.

При выполнении работы использованы различные методы исследований, в том числе: фотографические, фотоэлектрические и спектроскопические, а также компьютерное моделирование.

Экспериментальные исследования проводились на созданном автором ИК-лидарном комплексе с применением метода дифференциального поглощения и рассеяния (ДПР).

Научная новизна заключается выявление и обоснование физических закономерностей и особенностей технологических методов обработки нелинейно-оптических кристаллов и создание на их основе высокоэффективных параметрических генераторов света ближнего и среднего ИК-диапазон, при этом впервые:

1) разработан системный подход к решению проблемы возникновения НОН в активном элементе ПГС из нелинейного кристалла LiNbO3; определено влияние весового содержания введенной в кристалл примеси, температуры, термохимической обработки и -облучения кристалла на величину и время релаксаций НОН;

2) разработан и реализован новый класс параметрических генераторов излучения на нелинейных кристаллах LiNbO3 и KTP, позволяющих осуществлять плавное и (или) дискретное преобразование частоты накачки лазера в ближний и средний ИК-диапазон, с рекордным значением эффективности преобразования и при спектральной ширине менее (или равной) 1 см-1;

3) на основе ИК ПГС разработаны физико-технические основы ИК-лидаров с одним лазерным источником, позволяющим осуществлять зондирование компонентов атмосферы Земли методом ДПР;

4) уровень чувствительности устройств ИК лидара позволяет реализовать обнаружение органического газа в атмосфере путем дистанционной регистрации обратно рассеянных лазерных эхо-сигналов от топографической мишени методом ДПР. На примере атмосферного метана теоретически рассчитан и экспериментально зарегистрирован колебательно-вращательный спектр поглощения 3 полосы с расстояния 2,2 км и определена его интегральная концентрация (по горизонтальной атмосферной трассе на высоте 50 м от поверхности Земли) с чувствительностью менее 1,7 ppm.

Оригинальность и новизна результатов подтверждается публикациями в ведущих зарубежных и отечественных физических журналах, определенных ВАК Минобрнауки РФ.

Достоверность результатов диссертационной работы подтверждается использованием современных представлений о параметрическом преобразовании частоты лазерного излучения, а также нелинейного взаимодействия интенсивного лазерного излучения с газовой средой, основанного на общепринятых физических моделях и подтверждается сопоставлением с наблюдаемыми экспериментальными данными и с результатами численных расчетов.

Практическая значимость результатов работы заключается в создании и оптимизации параметров ИК-лидарной системы, позволяющей благодаря плавной и (или) дискретной перестройке частоты ИК-излучения осуществлять зондирование атмосферных газов в ближнем и среднем ИК-диапазоне. Указанная система может быть использована в качестве приборов физического эксперимента для абсолютных измерений частот лазерного излучения с погрешностью менее 3·10-4см-1, а также найти применение в лидарных системах, в том числе, в составе военно-технического комплекса. Кроме того, использование высокой чувствительности ИК-лидара на основе одного импульсного параметрического лазера, работающего по методу ДПР, может существенно снизить их стоимость и применяться для картирования пространственного распределения молекул загрязняющих веществ в атмосфере.

Основные научные положения, выносимые на защиту

1. Утверждается, что оптические искажения в нелинейном кристалле LiNbO3, индуцированным импульсным лазерным излучением, возникают в момент начала действия светового импульса (погрешность измерения 5  10-9 с); отсутствует порог образования искажения при изменении плотности энергии записывающего светового импульса от 0,003 до 0,75 Дж/см2. Изменения внешних влияющих факторов в широком диапазоне (нагрев кристалла в интервале от 400 до 600 К, термохимическая обработка в окислительной и восстановительной средах, варьирование содержания примеси в кристалле от 0,01 до 0,3 вес.%, -облучение кристалла) не приводят к изменению амплитудного значения НОН в кристалле LiNbO3. Вместе с тем динамический диапазон времени релаксации НОН, обусловленной внешними факторами, находится в интервале от 10-7 до 104  с.

2. Показано, что комплексирование кольцевого резонатора и спектрального фильтра на основе эталона Фабри – Перо обеспечивает наивысшую монохроматичность и эффективность преобразования основного излучения YAG:Nd+3- лазера в параметрическое излучение ближнего и среднего ИК-диапазона длин волн. Максимальный коэффициент преобразования ( 27 %) со спектральной шириной 1 см-1 и расходимостью излучения 3,5 мрад достигается при частоте повторения импульсов ПГС от 25 до 30 Гц.

3. Доказано, что электрооптический и угловой способы изменения угла синхронизма активного элемента ПГС из нелинейного кристалла LiNbO3, обеспечивают одновременную реализацию плавной и (или) дискретной перестройки частоты излучения параметрического лазера от импульса к импульсу, что служит основой для создания ИК-лидарного комплекса с одним лазером.

4. Разработан ИК-лидарный комплекс, основанный на одном параметрическом лазере и действующий по методу ДПР, позволяет дистанционно детектировать газовые среды, имеющие колебательно-вращательные полосы поглощения, комбинированные и вращательные частоты в диапазоне перестройки ИК-лидара. Прозрачность атмосферы вблизи длины волны 3,4 мкм позволяет проводить измерения концентрации метана методом ДПР на вращательных линиях P7, P9 и P10. Пороговая концентрация метана по открытой атмосферной трассе с расстояния 2,2 км от лидара зарегистрирована на уровне 1,7 ppm.

Апробация работы. Основные научные положения и результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на следующих конференциях, симпозиумах и конгрессах.

1. III Всесоюзная конференция по выращиванию и росту кристаллов, 21-24 сентября, 1977 г.,  г. Кировакан, Арм. ССР.

2. IV Всесоюзная Вавиловская конференция по нелинейной и когерентной оптике, 25-29 июня, 1985 г., г. Новосибирск.

3. ХV научно-техническая конференция преподавателей СГГА, 15-18 апреля, 1996 г., г. Новосибирск.

4. ХVI научно-техническая конференция преподавателей СГГА, 22-28 апреля, 1997 г., г. Новосибирск.

5. Conference «The Laser Applied and Technology - 2002», г. Москва.

6. ХII Международный симпозиум «Оптика атмосферы и океана. Атмосферная физика», 27-30 июня, 2005 г., г. Томск.

7. VI Международная конференция «Лазерная физика-2005», 11-14 октябрь, 2005 г., Аштарак, Армения.

8. IV Международный научный конгресс «ГЕО-Сибирь-2008», 22–24 апреля, 2008 г.,  г. Новосибирск.

9. V Международный научный конгресс «ГЕО-СИБИРЬ-2009», 20-24 апреля, 2009, г. Новосибирск.

10. Международная научно-техническая конференция «Геодезия, картография и кадастр – ХХI век» 25-27 мая 2009, г. Москва.

Основное содержание диссертации отражено в 31 научной работе (24 – в соавторстве), в том числе 12 работ из перечня ВАК («Письма в ЖТФ», «Оптика атмосферы и океана», «Журнал прикладной спектроскопии», «Приборы и техника эксперимента»). По результатам работы получены 4 авторских свидетельства СССР.

Кроме этого, результаты работы опубликованы в сборниках материалов международных конференций: «Нелинейная и когерентная оптика», «Оптика атмосферы и океана. Атмосферная физика», «The Laser Applied and Technology».

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех разделов, заключения и 3 приложений. Она изложена на 191 страницах машинописного текста, содержит 54 иллюстрации и список использованных источников, содержащий 123 наименования, в том числе 66 – на иностранном языке.

Во введении обоснована актуальность темы диссертации, поставлена цель и сформулированы задачи исследований, определены научная новизна и практическая значимость полученных результатов, выделены основные научные положения, выносимые на защиту.

Первый раздел посвящен вопросам взаимодействия лазерного излучения с компонентами атмосферы. В разделе приведено краткое описание структуры и состава атмосферы, ее оптических свойств, уточнена группа молекул газов, являющихся потенциальными загрязнителями окружающей среды; выполнен аналитический обзор современного состояния теории молекулярного поглощения и рассеяния лазерного излучения, а также рассмотрены известные механизмы взаимодействия лазерного излучения с молекулами атмосферных газов.

Значительное место уделено основным определениям и понятиям классической спектроскопии: линейное и нелинейное поглощение, дифференциальное сечение рассеяния, дифференциальное сечение обратного рассеяния, объемный коэффициент обратного рассеяния; анализируются различные причины уширения спектральных линий молекул и обосновываются теоретические ограничения спектрального разрешения.

В диссертации эти явления объяснены следующим образом.

Основное уравнение переноса лазерного излучения малой мощности в атмосфере, для которого спектральная ширина близка к центральной частоте 0-перехода между состояниями |n⟩ и ⟨m| молекулы газа, описывается в рамках классической модели универсального закона Бугера – Ламберта [19]:

  , (1)

где интенсивность света на поверхности z = 0.

В случае коллимированного пучка лазерного излучения, распространяющегося в атмосфере, полный коэффициент ослабления лазерного излучения k() определяется следующим выражением [21]:

  . (2)

Суммирование проводится по всем составляющим атмосферы, а через kE(), kR(), kA() и kM() обозначены объемные коэффициенты ослабления за счет упругого (рэлеевского) рассеяния, неупругого (комбинационного) рассеяния, поглощения и рассеяния Ми, соответственно. Из-за малости величины kR() далее в работе не рассматривается эффект комбинационного рассеяния.

Интенсивность света экспоненциально уменьшается по мере увеличения дистанции, проходимой светом в среде. Отклонения от этого закона начинают проявляться лишь для очень мощных лазерных пучков, что связано с нелинейностью отклика атмосферы на сильное световое поле и квантовыми эффектами.

При использовании метода дифференциального поглощения необходимо иметь точные данные о сечении поглощения в зависимости от длины волны лазерного излучения [20].

Аддитивность перечисленных явлений позволяет избирательно рассматривать каждое из них выбором параметров лазерного излучения, усиливая или уменьшая вклад остальных эффектов.

Когда длина волны лазерного излучения совпадает с селективной линией поглощения составляющей атмосферы, ослаблением комбинационного рассеяния и рассеянием Ми можно пренебрегать, так как kE () >> kR () и  kE () >> kM  ().

Коэффициент поглощения в стандартных условиях связан с сечением поглощения соотношением [22]:

kА() = NLА()10-6 (3)

где NL = 2,69·1019 см-3 – число молекул, содержащихся в 1см3 газа при нормальных условиях – число Лошмидта.

В случае хорошо коллимированного лазерного излучения в незатуманенной атмосфере возвращающее излучение в телесный угол определится выражением (1), где степень экспоненты обусловлена только сечением поглощения.

Из выражения (1) можно получить интенсивность излучения, рассеянного в единицу телесного угла, обусловленную дифференциальным сечением рассеяния индивидуальной молекулы .

В таблице 1 (на основе базы данных HITRAN [23]) приведены вычисленные значения сечений поглощения некоторых газов для колебательно-вращательных переходов ближнего и среднего ИК-диапазона длин волн.

В лазерном дистанционном зондировании рассматривается обратно-рассеянное излучение, тогда дифференциальное сечение обратного рассеяния определится выражением:

. (4)

Объемный коэффициент обратного рассеяния на уровне моря [20]:

.  (5)

Результаты, полученные в ходе теоретических расчетов и экспериментальных измерений для значений сечения обратного рэлеевского рассеяния и коэффициента поглощения kА(0), выполненные разными авторами [22, 26] с использованием лазерного излучения видимого и УФ-диапазона длин волн, приведены в виде таблиц с дополнением и расширением для ИК-диапазона длин волн.

Таблица 1 – Расчетные значения сечений и коэффициента поглощения некоторых газов вычисленные согласно уравнениям (3) и (4).

Молекула

газа

Колебательно-вращательный
переход

0, см-1

, мкм

А(0) 10-18, см2

kА(0) 10-6(млн-1), см-1 при нормальных условиях

H2O

001 – 000

3755,9300

2,6620

0,630

16,95

CO2

01111 – 01101

10012 – 00001

2336,6320

3612,8410

4,2797

2,7679

0,645

0,589

17,35

15,85

O3

101 – 000

2110,7843

4,7390

0,388

10,43

CO

2 – 0

4260,0627

2,3470

0,760

20,33

CH4

00011001 – 00000000

00000111 – 00000000

3019,4944

1310,7616

3,3118

7,6290

0,440

0,546

11,87

14,69

NO2

001 – 000

101 – 000

1616,8520

2906,0691

6,1848

3,4410

0,378

0,196

10,18

5,29

HNO3

2 – 0

1709,5675

5,8490

0,340

9,20

HF

1 – 0

3961,4429

2,5240

0,712

19,14

HCl

1 – 0

2885,9765

3,4650

0,103

2,78

N2

1 – 0

2329,9117

4,2920

0,057

1,56

Такая поправка сделана, исходя из того, что в работе рассматривается зондирование атмосферы с использованием лазерного излучения ближнего и среднего ИК-диапазона длин волн.

Введенные таким образом определения сечения обратного рассеяния позволяют сравнивать между собой интенсивности сигналов исследуемых молекул в разных диапазонах длин волн.

Отклонения значений рэлеевского рассеяния от закона -4 в диапазоне длин волн = 1,41 4,24 мкм не превышают 3 %.

В таблице 2 приведены значения сечений обратного рэлеевского рассеяния ряда молекул для длин сигнальной (с = 1,41 мкм) и холостой (х = 4,24 мкм) волн параметрического лазера, которые используются в дальнейшем при создании ИК-лидара.

Таблица 2 – Сечение рэлеевского обратного рассеяния для некоторых молекул атмосферы

Газ

Химическая формула

⋅10-28см2 стр-1

⋅10-31см2 стр-1

= 0,694 мкм

= 1,41 мкм

= 4,24 мкм

Водород

H2

0,44

0,0254

0,316

Дейтерий

D2

0,43

0,0250

0,309

Гелий

He

0,03

0,0170

0,022

Кислород

O2

1,80

0,1050

1,290

Азот

N2

2,14

0,1260

1,536

Двуокись углерода

CO2

6,36

0,3730

4,566

Метан

CH4

4,60

0,2720

3,302

Закись азота

N2O

6,40

0,3750

4,594

Неон

Ne

0,09

0,0500

0,064

Аргон

Ar

2,00

0,1170

1,435

Ксенон

Xe

11,60

0,6810

8,327

Фреоны, представляющие интерес для стратосферных исследований

Фреон-12

CCl2F2

36,08

2,1180

25,900

Фреон-13В1

CBrF3

24,87

1,4600

17,853

Фреон-14

CF4

4,91

0,2880

3,524

Фреон-22

CHClF2

21,90

1,2850

15,721

Таким образом, на основе анализа используемых в научно-технической литературе теоретических моделей структуры и состава атмосферы и ее оптических свойств в области перестройки ИК ПГС ( = 1,41 4,24 мкм) определены области прозрачности атмосферы для лазерного зондирования со спектральной шириной не более 0,6 см-1 [11].

Анализ проведенных расчетов значений сечений поглощения и рассеяния для ряда загрязняющих атмосферу газов, выполненных согласно известным законам классической спектроскопии [22, 26], а также использование базы данных HITRAN показали, что молекулы этих газов имеют интенсивные колебательно-вращательные полосы поглощения в диапазоне перестройки ИК ПГС.

Содержание второго раздела посвящено теоретическому и экспериментальному исследованию параметров и вопросов создания мощных импульсных твердотельных лазеров ближнего ИК-диапазона, которые могут служить источником оптической накачки перестраиваемого лазерного излучения, проходящего многокилометровый путь сквозь атмосферу.

Наиболее предпочтительным типом лазера накачки является импульсный твердотельный лазер на кристалле иттрий – алюминиевого граната YAG:Nd3+ (λ = 1,064 мкм) с модуляцией добротности.

В ходе выполнения работы автором исследованы амплитудно-временные и спектроскопические параметры такого лазера, поскольку ими обусловлены оптимальные характеристики излучения ИК ПГС, такие как:

- диапазон перестройки длины волны;

- спектральная ширина излучения на конкретной длине волны;

- выходная энергия излучения;

- расходимость излучения;

- длительность импульса излучения.

Систематизирование исследований в работе проводилось исходя из того, что параметры лазерного излучения можно объединить в три основные группы:

- энергетические (мощность, энергия, расходимость, плотность энергии излучения);

- спектральные (длина волны, ширина спектра);

- корреляционные (когерентность и поляризация излучения).

Таким образом, требования, которым должен удовлетворять лазерный излучатель, являющийся лазером накачки для параметрического генератора, предполагают следующие основные технические характеристики:

Тип резонатора …………………………………….

неустойчивый

Длина волны излучения …………………………..

1,064 мкм

Длительность импульса …………………………..

20 нс

Энергия импульса …………………………………

200 мДж

Расходимость излучения ………………………….

0,8 мрад

Ширина спектра излучения (расчетная) …………

1,7 10-3 см-1

Частота повторения импульсов ………………….

от 25 до30 Гц

По результатам проведенных исследований резонаторов был разработан и создан импульсный лазер, оптическая схема которого приведена на рисунке 1.

Рисунок 1 – Оптическая схема неустойчивого телескопического резонатора лазера накачки: М1 – плотное зеркало (R = 99,5 % на = 1,064 мкм); АЭ – активный элемент из кристалла YAG:Nd3+; ЭОЗ – электрооптический затвор, М2 – выходное зеркало (Т = 86,5 % на = 1,064 мкм)

Преобразование частоты лазера накачки можно осуществить различными способами, описание которых приведено в третьем разделе диссертации, в котором также рассматриваются свойства и способы управления (улучшения или ухудшения) параметрами нелинейно-оптических сред, используемых в качестве активного элемента перестраиваемых ПГС.

Одним из широко применяемых лазерных источников дистанционных спектроскопических измерений являются импульсные перестраиваемые источники ИК-излучения, основанные на параметрической генерации света в нелинейных кристаллах (НК). Физические свойства таких кристаллов позволяют создавать на их основе эффективные источники когерентного излучения в диапазоне от 0,2 до 12 мкм.

Достаточно хорошо изучены нелинейно-оптические свойства огромного количества НК [24]. Однако наиболее эффективными НК являются кристаллы КТР и LiNbO3, в последнее время  используемые в параметрических генераторах света.

В диссертации приводятся результаты проведенных автором исследований, целью которых явилось создание высокоэффективного ПГС, на основе НК КТР и LiNbO3. Для этой цели исследованы особенности этих кристаллов, позволяющих реализовать эффективное преобразование импульсов излучения YAG:Nd3+-лазера (λ = 1,064 мкм) в излучение ближнего и среднего ИК-диапазона.

Под действием интенсивного лазерного излучения в кристаллах LiNbO3 и LiTaO3 наблюдается локальное изменение показателя преломления (n). После прекращения облучения в кристалле остается область с измененным показателем преломления, которая может существовать в течение длительного времени. Это явление известно как наведенная оптическая неоднородность (optical damage) или фоторефракция (ФР) [25]. Явление ФР состоит в обратимом изменении показателя преломления кристаллов под действием света.

Оптическое искажение в НК LiNbO3 ограничивает возможности применения этого материала в качестве активного элемента в ПГС и снижает эффективность преобразования лазерной частоты.

Для выяснения возможности повышения ФР или, наоборот, ее подавления необходимо понимание механизма возникновения пространственного заряда.

Для изучения ФР используются два основных метода: поляризационно-оптический и голографический.

Исследованию ФР в LiNbO3 и LiTaO3 голографическим методом посвящены ранние работы автора [1-7], где более подробно рассматриваются вопросы возникновения и устранения (и (или) улучшения) ФР в сегнетоэлектрических кристаллах LiNbO3 и LiTaO3 с примесями и без них.

Голографический метод заключается в исследовании интенсивности дифракции на периодических голографических решетках, что приводит к периодическому распределению объемного заряда и соответствующего электрического поля. В электрооптическом кристалле  поле приводит к появлению периодического изменения n, то есть к появлению фазовой дифракционной решетки.

Фазовая дифракционная решетка в кристалле возникает при периодически неоднородном распределении интенсивности света в результате взаимодействия двух оптических лучей – опорного R и сигнального S.

Скрещенные в объеме кристалла лучи R и S образуют интерференционную картину с пространственным периодическим изменением интенсивности света, определяемой классическим выражением [26]:

  .  (6)

Такое распределение записывающего излучения приводит к появлению в кристалле объемной фазовой синусоидальной решетки, имеющий вид:

. (7)

Для случая поглощающих кристаллов, согласно теории Когельника [27] и при выполнении условия Вульфа – Брэгга (7), выражение для определения эффективности дифракции () примет вид:

  ,  (8)

где 1 и 2 – коэффициенты поглощения, соответствующие записывающему (1) и считывающему (2) излучениям; 2 – угол Брэгга для длины волны 2; d – толщина кристаллической пластинки.

Для измерения дифракционной эффективности использовалось излучение He-Ne-лазер (2 = 0,633 мкм), поляризованное параллельно оси С кристалла.

Связь между изменением коэффициента преломления ne и полем пространственно неоднородного заряда E = |E|eikx обусловлена электрооптическим эффектом и для данной оптической схемы имеет вид:

,  (9)

где r33 – соответствующая компонента электрооптического тензора.

При малых изменениях коэффициента преломления из выражений (8) и (9) следует:

  .  (10)

Во всех исследованных образцах LiNbO3 голографическая запись происходила в течение действия лазерного импульса. При этом чувствительность к голографической записи не зависела от температуры кристалла.

Исследуя зависимость эффективности дифракции от интенсивностей R и S лучей и скорости появления дифракционной решетки под действием света, можно получить информацию о фоторефрактивных свойствах кристалла. По результатам проведенных экспериментальных измерений величин задержки, порога, кинетики образования и релаксации фазовой дифракционной решетки в НК LiNbO3:Fe можно сделать следующие выводы:

1. Фоторефрактивный эффект возникает в момент действия светового импульса (погрешность измерения 5 · 10-9 с). Начальный участок образования фазовой решетки, записываемой импульсным излучением ( = 532 нм) в монокристалле LiNbO3:Fe, показан на полученной нами осциллограмме (рисунок 2)

Для исследования кинетики образования фазовой решетки в схеме измерения была применена временная задержка дифрагированного сигнала з = L/c = 330 нс, где L = 100 м – длина сигнального провода, с = 3  108 м/с – скорость распространения электромагнитной волны в среде. Амплитуда дифрагированного сигнала соответствовала значению = 1 %, вычисленному по формуле (10).

2. Отсутствует порог в образовании фоторефракционного эффекта при изменении плотности энергии записывающего светового импульса от 0,003 до 0,75 Дж/см2.

Рисунок 2 – Временная зависимость интенсивности записывающего (сигнал слева) и дифрагированного излучения (развертка 50 нс/дел)

3. Во временном диапазоне от 10-7 до 102 с не обнаружено релаксации величины дифракционной эффективности фазовой голографической решетки по окончанию действия светового импульса. Существует лишь медленный компонент релаксации дифракционной эффективности около 104 с, что позволяет проводить измерения (для данного кристалла) по окончанию процесса голографической записи.

Медленный компонент соответствует максвелловской релаксации пространственного заряда =  · , где – диэлектрическая проницаемость; – удельное сопротивление кристалла.

4. Дифракционная эффективность фазовой голограммы, записанной в LiNbO3:Fe, квадратично зависит от полной энергии записывающего светового импульса (рисунок 3).

5. Угловая селективность 2 объемной фазовой решетки (критерий допустимого отклонения по углу от условия Вульфа – Брэгга для монохроматического коллимированного пучка света) определяется из теории Когельника [27]:

Рисунок 3 – Зависимость дифракционной эффективности фазовой голограммы в LiNbO3:Fe от полной энергии записывающего лазерного импульса, измеренная на длине волны 633 нм: 1 – концентрация примеси железа в кристалле С = 0,05 вес. %; 2 – С = 0,07 вес. %; 3 – С = 0,14 вес. %

,  (11)

где – отклонение от падения угла Брэгга в воздухе; n – показатель преломления; d – толщина решетки (в нашем случае – кристалла); – дифракционная эффективность до 100 %;   – изменяется от 0,88 до 0,80.

Зависимость дифракционной эффективности от расстройки относительно угла Брэгга показана на рисунке 4, для двух решеток толщиной 14 мм с периодами 1,93 и 0,75 мкм.

В диссертации проведены экспериментальные измерения угловой селективности 50 образцов кристалла LiNbO3  с примесями железа и меди, имеющими различное весовое содержание.

Рисунок 4 – Угловая селективность объемной фазовой голографической решетки в LiNbO3:Fe (0,01 вес. %): 1 – период решетки ( = 1,93 мкм), толщина кристалла 14 мм, = 70 %; 2 – период решетки ( = 0,75 мкм), толщина кристалла 14 мм, = 68 %

Таким образом, результаты экспериментальных измерений угловой селективности ФР в кристалле LiNbO3 (таблица 3) находятся в удовлетворительном согласии с расчетными значениями.

Полученные экспериментально и расчетом значения 2 для 8 образцов приведены в таблице 3.

Таблица 3 – Измеренные и расчетные значения угловой селективности фазовой голограммы в LiNbO3 с различной толщиной и разным содержанием примеси

, мкм

D, мм

, %

2экс.

2теор. 

2,20

14

80

1'11" ± 10"

1'4" 7"

1,93

3,5

0,5

4'30" ± 10"

4'20"  10"

1,93

14

70

1'12" ± 10"

56"  16"

1,31

10

82

1'9" ± 10"

53"  16"

0,92

9,5

57" ± 3"

40"  17"

0,92

10

16

50" ± 3"

38" 12"

0,75

14

68

27" ± 3"

22"  5"

0,69

14

65

22" ± 3"

20"  2"

Примечание – Экспериментально измеренные и расчетные величины угловой селективности ФР в LiNbO3: – период фазовой голографической решетки; D – толщина образца; – дифракционная эффективность голограммы; 2Δθэкс. и 2Δθтеор. – экспериментальная и теоретическая селективности ФР; = 2Δθэкс - 2Δθтеор

Результаты экспериментов показывают, что эксплуатация кристалла LiNbO3 в температурном интервале от 400 до 600 К, приводит к временной релаксации Δn.

Несмотря на широкий температурный разброс, изменение амплитудного значения Δn индуцированным импульсным излучением не происходит.

При разработке и создании ИК ПГС, активным элементом которого использовался кристалл LiNbO3, были использованы результаты исследований нелинейно-оптических и электрооптических характеристик LiNbO3 проведенные методом голографии.

В оценке качества кристалла для активного элемента ПГС необходимо учитывать согласованность фаз отдельных волн из диапазона перестройки частоты лазерного излучения. В кристаллах, в которых при прохождении излучения лазера накачки фронт волны искажается, параметрическая генерация не возникает. У большинства образцов кристалла LiNbO3, легированными различными элементами с концентрациями от 0,05 до 0,3 вес. %, прошедшие термохимическую обработку и - облучение, наблюдался медленное изменение показателя преломления вдоль направления распространения луча лазера накачки.

Этими изменениями показателя преломления обусловлены условия фазового согласования, приведенные в уравнениях (12) и (13).

В данной работе проведенные голографическим методом исследования нелинейно-оптических и электрооптических характеристик кристалла LiNbO3, показали:

1.Наиболее высокую эффективность преобразования частоты лазера накачки в частоту параметрического излучения (до 40%, при абсолютном значении энергии выходного импульса равной 50 мДж) достигается в кристаллах LiNbO3 легированными ионами серебра и прошедшие длительное – облучение (до 10 часов).

Однако после нескольких часов непрерывной работы лазера, значение энергии излучения падает до уровня 10 мДж и остается постоянной.

Характер такого поведения параметрического лазера объясняется тем, что под воздействием интенсивного излучения лазера накачки, ионы серебра окисляются и тем самым изменяется спектральная прозрачность кристалла в диапазоне перестройки параметрического лазера.

2. Высокий энергосъем (до 40 мДж) излучения ПГС обеспечивают также активные элементы изготовленные из LiNbO3 легированные железом (0,3 вес.%) и медью (0,1 вес.%). Для достижения таких показателей необходимы обеспечения специфических условий работы лазера, а именно: активные элементы, как следует из рисунка 2.17, должны находится в термостатированном положении, при постоянной температуре от 450 К до 480 К.

Высокая концентрация введенной примеси в кристалле LiNbO3 (например, железа (0,3 вес. %) и меди (0,1 вес. %)) приводит к смещению его спектральной прозрачности в длинноволновую область.

Характерной особенностью таких активных элементов ПГС является увеличения доли выходной энергии в импульсе холостой волны по отношению к сигнальной волне.

Наличие высокой концентрации металлической примеси (Fe и Cu) в кристалле LiNbO3 увеличивает его электропроводность, что ограничивает его использования, с одной стороны в качестве активного элемента ПГС для дискретной перестройки частоты электрооптическим способом, с другой стороны, снижает порог механической стойкости кристалла ( 150 МВт/см2) к излучению лазера накачки.

3. Термохимическая обработка, в частности отжиг кристаллов LiNbO3 с различными примесями в окислительной среде (кислород, при температуре Т = 1040° С, t 5 часов) снижает величину НОН, что приводит к повышению порога его механической стойкости ( 250 МВт/см2) к излучению лазера накачки  ( = 1,064 мкм). Одновременно термохимическая обработка снимает напряженности и неоднородные включения в кристалле, что позволяет снизить порог генерации ПГС. Низкий уровень порога генерации и высокий уровень механической стойкости кристалла позволяют повысить энергию лазера накачки, тем самым появляется возможность в линейном режиме повысить выходную суммарную энергию излучения ПГС.

Применения комбинированных методов термохимической обработки, к кристаллам LiNbO3 с низкими концентрациями примесей ( 0,05 вес. % Fe) был создан активный элемент для параметрического лазера с высокооднородной структурой и суммарной энергией в импульсе до 50 мДж.

Отбор образца из кристалла LiNbO3 выбирался исходя из поставленной конечной задачи. Это следует учитывать при разработке электрооптических и акустооптических модуляторов, удвоителей света для мощного лазерного излучения, работающих при высокой температуре кристалла, а также при использовании этих кристаллов в качестве активного элемента в ПГС.

Из сравнения аналогичных параметров нелинейного кристалла КТР с кристаллом LiNbO3, следует, что практически по всем нелинейно-оптическим параметрам КТР превосходит LiNbO3, что делает его перспективным материалом для параметрической перестройки частоты в ближнем ИК -диапазоне длин волн.

Главными ограничивающими факторами кристалла КТР, как активного элемента ПГС являются его недостаточная прозрачность в области длин волн больше чем 3,5 мкм и низкая электропроводность, что не позволяет перестраивать частоту параметрического лазера электрооптическим способом.

Первое экспериментальное использование КТР (размерами 8 × 8 × 25 мм) в работе выполнялось по внерезонаторной схеме преобразования частоты YAG:Nd3+- лазера [8].

Зависимость эффективности преобразования излучения ПГС от энергии импульса накачки показана на рисунке 5.

Рисунок 5 – Зависимость эффективности преобразования излучения () ПГС ( = 1,571 мкм) от энергии импульса лазера накачки ( = 1,064 мкм)

Из графика на рисунке 5 видно, что при низких значениях энергии импульса лазера накачки наблюдается линейный рост эффективности преобразования, со значения энергии 50 мДж наступает замедление роста, а в интервале от 80 до 200 мДж наступает насыщение. При этом изменение составляет не более 5 %.

Следовательно, для данного типа резонатора максимальное значение коэффициента преобразования ПГС составляет около 40 %, что является достаточно высокоэффективным преобразованием.

Исследования, приведенные во втором разделе диссертации, определили условия эффективного использования нелинейно-оптических свойств кристалла КТР, что позволило применить его для создания ПГС с высокой эффективностью преобразования излучений

В третьем разделе диссертации приведено описание механизмов параметрической генерации света при прохождении интенсивного лазерного излучения через нелинейно-оптическую среду; способов перестройки частоты выходного излучения и методов оптимизации и улучшения спектроскопических и амплитудно-пространственных характеристик параметрических генераторов света ближнего и среднего ИК-диапазона длин волн; а также оптимальных способов применения спектральных фильтров и внешнего постоянного электрического поля для достижения высокой монохроматичности параметрического генератора света с дискретной перестройкой частоты излучения от импульса к импульсу.

При распространении интенсивной когерентной световой волны (волны накачки) через нелинейный кристалл, благодаря неупругому взаимодействию мощного светового поля с нелинейной средой, в которой при нормальных условиях всегда существуют температурные или квантовые флуктуации, происходит возникновение рассеянного излучения с разностной или суммарной частотой, отличной от частоты внешнего поля [28,29].

При определенных направлениях ввода излучения накачки в нелинейную среду, в ней образуются источники переизлучения световых волн на частотах, меньших частоты накачки. Возникшие лучи являются когерентными и распространяются в направлении частоты накачки.

Если частоты ω и волновые векторы k взаимодействующих волн удовлетворяют условиям:

  ωс + ωх = ωн; (12)

  kc + kx = kн,  (13)

то взаимодействие приводит к усилению сигнальной и холостой волн за счет перекачки в них части энергии волны накачки.

Формула (10) определяет условие эффективного трехчастотного параметрического взаимодействия, а формула (11) – условие фазового синхронизма.

На рисунке 6 приведен принцип возникновения этих частот в нелинейном кристалле.

Рисунок 6 – Когерентное рассеяние света: ωн, ωх и ωо – частоты накачки, холостой и сигнальной волн, соответственно

Интенсивность поля излучения на выходе нелинейной среды на частотах ωс и ωх  в основном обусловлена интенсивностью излучения накачки, а также фазовыми соотношениями волн накачки и генерации.

Полагаем, что частоты и волновые векторы трех рассматриваемых когерентных волн удовлетворяют условиям (12) и (13). Существует область значений частоты ωс (а, следовательно, и частоты ωх), для которой имеет место нарастание амплитуд сигнальной и холостой волн, по мере их распространения по нелинейному кристаллу. Это и есть явление параметрического усиления. Если условие синхронизма выполнено, то энергия волны накачки передается сигнальной и холостой волнам.

Практическое использование свойств НК становится возможным, если поместить нелинейный кристалл внутрь оптического резонатора и ориентировать его таким образом, чтобы ось резонатора совпадала с направлением синхронизма для волн согласно формулам (12) и (13).

Интенсивной оптической волной, накачивая НК, в резонаторе можно возбуждать параметрическую генерацию.

Необходимо отметить, что именно оптический резонатор позволяет выделить те конкретные частоты ωс и ωх, на которые разлагается накачиваемая частота.

Таким образом, параметрическая генерация возбуждается только при совпадении направления синхронизма с осью резонатора. Это означает, что перестройку параметрической частоты можно осуществить, изменяя дисперсионные свойства нелинейного кристалла, что достигается различными внешними воздействиями [30]. Диапазон перестройки частот генерируемых волн определяется соблюдением условия синхронизма (12) и (13).

Наибольшее практическое применение получили ПГС с угловой перестройкой частоты, при которой, плавно поворачивая кристалл внутри резонатора вокруг вертикальной оси, можно изменять угол между оптической осью кристалла и направлением пучка накачки.

Также можно достичь перестройки частоты излучения, изменяя температуру нелинейного кристалла (температурная перестройка). Это связано с тем, что при изменении температуры кристалла искривляются поверхности волновых векторов, поэтому изменяется угол синхронизма.

Угловая перестройка может осуществляться с большей скоростью, чем перестройка температурой.

Изменения оптической индикатрисы кристалла можно достичь, поместив кристалл во внешнее электрическое поле (электрооптическая перестройка), под действием которого меняется направление оси синхронизма, что приводит к перестройке частоты излучения ПГС.

В работе была реализована схема трехзеркального кольцевого резонатора с возможностями одновременной угловой и электрооптической перестройки частоты излучения ПГС [8-10, 15].

Оптическая схема такого резонатора приведена на рисунке 7.

Рисунок 7 – Оптическая схема кольцевого резонатора ПГС: YAG:Nd3+-лазер накачки; НК – нелинейный кристалл из LiNbO3; М1, М2, М3 – зеркала; ЭФП – эталон Фабри – Перо; ПГ – поглотитель излучения лазера накачки; ωс, ωх, ωн – сигнальная и холостая частоты и частота лазера накачки.

Излучение лазера накачки входит в резонатор ПГС через плоское зеркало М1. Активный элемент из кристалла LiNbO3 размерами 10 × 10 × 30 мм ориентирован = 47, φ = – 90. Тип взаимодействия – еео.

НК устанавливается на платформе, вращаемой шаговым двигателем, и может вращаться вокруг вертикальной оси с точностью до 3 arcsec, обеспечивая плавную перестройку длины волны выходного излучения ПГС. Имеется также возможность дискретной перестройки длины волны ПГС. Она обеспечивается подачей высокого постоянного электрического напряжения на нерабочие поверхности НК. Для этого на соответствующих поверхностях НК нанесены электроды. Значение дискретной перестройки длины волны может варьироваться в пределах от 0 до12 нм.

Экспериментальные измерения энергии импульса ПГС, в зависимости от длин сигнальной и холостой волн, приведены на рисунке 8.

Рисунок 8 – Распределение энергии излучения ПГС в сигнальной и холостой волнах: 1 – сигнальная волна; 2 – холостая волна.

Нелинейный характер такой зависимости выходной энергии от длин сигнальной и холостой волны перестройки ПГС обусловлен несколькими факторами, главным из которых является спектр пропускания зеркал резонатора.

Контроль и измерение длины волны излучения ПГС осуществлялись интерферометрическим методом. Измеряемая длина волны излучения лазера сравнивается с определенной линией молекулярного перехода вещества, через которое проходит лазерное излучение (например, через кювету с метаном).

Одна из главных целей данной работы состоит в получении спектра излучения перестраиваемого лазера с минимально узкой шириной линии [11-13].

Дополнительное сужение спектральной ширины излучения здесь достигается введением в резонатор ПГС селективного по длинам волн пропускающего фильтра в виде эталона Фабри – Перо (ЭФП).

ЭФП действует непосредственно на сигнальную волну, автоматически сужая и холостую. Настройка полосы пропускания ЭФП на необходимую спектральную линию осуществляется путем углового вращения его оси относительно направления падающего на него излучения.

ЭФП устанавливается внутри резонатора и синхронно с активным элементом поворачивается вокруг вертикальной оси, тем самым, обеспечивая дополнительное сужение спектральной линии лазерного излучения.

На рисунке 9 приведены спектрограммы произвольных холостых волн (01 = 3,383 мкм; 02 = 3,391 мкм).

Из сравнивающих спектров (рисунок 9) видно, что селектирующий фильтр ЭФП дополнительно сужает спектр излучения ПГС приблизительно в 5 раз. Аналогичный спектр можно получить и для произвольной величины сигнальной волны в диапазоне от 1,41 до 1,85 мкм.

Таким образом, перестраиваемый параметрический генератор, использующий селектирующий фильтр в виде ЭФП, обладает улучшенными спектроскопическими, энергетическими и пространственными характеристиками.

а) без ЭФП (01 = 3,383 мкм); Δ =3,6 см-1;

б) с ЭФП (02 = 3,391 мкм); Δэ = 0,69 см-1

Рисунок 9 – Спектры излучения холостой волны ПГС

В четвертом разделе диссертационной работы представлен теоретический анализ лидарного уравнения и способов его решения в соответствии с поставленными задачами; приведено подробное описание разработанного ИК-лидарного комплекса [13], основой которого является ПГС.

В четвертом разделе также приведены первые данные дистанционного измерения концентрации и спектров поглощения некоторых компонентов атмосферы и анализ полученных результатов.

Рассеянное в результате взаимодействия с компонентами атмосферы излучение несет информацию о некоторых их параметрах. Эта информация содержится в энергетических, спектральных и поляризационных характеристиках рассеянного (в том числе в обратном направлении) сигнала.

Из различных методов регистрации обратно рассеянного сигнала наиболее эффективным является метод дифференциального рассеяния и поглощения, при котором сравниваются два обратно рассеянных лазерных сигнала с частотами 1 и 2, где 1 – центральная частота линии поглощения интересующей молекулы; 2 – частота в крыле этой линии [32].

Рассмотрим лазерный импульс, который проходит атмосферную трассу, рассеивается топографической мишенью и поступает на вход фотоприемника, установленного вблизи излучателя.

Рассеянную мощность, регистрируемую фотоприемником за время

t = 2R/c, можно найти с помощью известного лидарного уравнения [21]:

, (14)

где – телесный угол, в котором осуществляется прием сигналов оптической системой; A0 – площадь зеркала объектива; R – расстояние от лидарной системы до топографической мишени; T(, R) – коэффициент пропускания атмосферы для длины волны на пути R; () – коэффициент спектрального пропускания приемной оптической системы; (R) – коэффициент перекрытия (геометрический форм-фактор); L – длительность лазерного импульса; L – длина волны лазера; (L, , R) – объемный коэффициент обратного рассеяния; AL(R) – площадь перекрытия лазерного импульса с полем зрения приемного телескопа на расстоянии R от лидара;

EL – выходная энергия лазерного импульса.

Выразив уравнение (14) через рассеиваемую энергию лазерного импульса, регистрируемую за время отклика детектора d, получим:

. (15)

Уравнение (15) – основное лидарное уравнение для рассеяния.

Для случая упругого рассеяния (Ми или Рэлея) длина волны наблюдения совпадает с длиной волны лазера L и для мощности принятого приемником рассеянного излучения:

  , (16)

где – двухпроходный коэффициент ослабления.

Формула (14) является лидарным уравнением для упругого рассеяния.

Совместное применение лидарного уравнения для рассеяния и поглощения приводит к селективному измерению содержания конкретного компонента атмосферы. Здесь возможны два способа получения сигнала ДПР. В обоих случаях используют два лазерных импульса с длинами волн и + Δ  (где Δ << ). В одном способе используется упругое рассеяние от атмосферных аэрозолей и включений, во втором способе – рассеянное лазерное излучение поступает на фотоприемник от топографической мишени.

Если использовать L = и w = L + Δ и отношение двух сигналов с L w, то из уравнения (14) можно получить следующее выражение:

  .  (17)

Предполагается, что мощности лазера на длинах волн 0 и w одинаковы.

В нашем случае было использовано дифференциальное поглощение в сочетании с обратно рассеянным сигналом, полученным от топографической мишени [14]. Это значительно повышало чувствительность в определении интегральной концентрации молекул.

Знание интегральной концентрации N(R) молекул определяется выражением [33]:

. (18)

Учитывая слабую зависимость k и от Δ, уравнение (18) упрощается и для мощности сигнала ДПР получится соотношение:

  , (19)

где s – эффективность рассеяния топографической мишени; RT – расстояние от лидара до топографической мишени.

Лидарное уравнение (19) позволяет вычислить значение пространственно распределенной концентрации молекул (18), определение которой обусловлено многими параметрами, а именно: коэффициентом поглощения молекулы, энергией и шириной лазерного излучения на длинах волн 0 и w, атмосферными характеристиками, параметрами приемной оптической системы и характеристиками регистрирующей аппаратуры.

Каждый из этих параметров вносит свое определенное ограничение в лидарное уравнение при вычислении порогового значения интегральной газовой концентрации.

С учетом основных влияющих факторов на лидарное уравнение при ДПР можно утверждать:

— за время действия лазерного импульса резкого изменения параметров, входящих в лидарное уравнение, не происходит, так как время регистрации обратно рассеянных сигналов на длинах волн 1 и 2 сравнимо с длительностью лазерного импульса;

— коэффициент ослабления – не связанная с молекулярным поглощением бесконечно малая величина и ею можно пренебречь;

— лазерное излучение должно иметь спектральную ширину более узкую, чем спектральная ширина колебательно-вращательной полосы поглощения исследуемой молекулы;

— минимальное значение энергии лазерного импульса, определяемое соотношением:

, (20)

должно быть заметным по сравнению с шумами.

В наших экспериментах Emin 10 мДж и (с/ш)min = 1,5.

Фотография разработанной ИК-лидарной системы и ее оптическая схема приведены на рисунках 10 и 11, соответственно.

Рисунок 10 – Внешний вид ИК-лидара

Рабочие характеристики лидарной системы определялись путем экспериментальных измерений концентраций исследуемых молекул в атмосфере воздуха.

На рисунке 11 основная часть пучка излучения ПГС 2 после расширения и коллимирования 4 направляется на топографическую мишень по атмосферной трассе, газовый состав которой исследуется. Конструктивно лазерный излучатель с приемным телескопом 11 установлены на компьютерно-управляемой двухкоординатной платформе. Микрометрическим винтом устанавливается высокоточное совпадение поля лазерного излучения с полем зрения приемного телескопа, контроль совпадения осуществляется с помощью ССD камеры. Рассеянное от топографической мишени излучение принимается 30-сантиметровым телескопом Ньютона 11, на фокальной плоскости которого помещается криогенный InSb-фотоприемник 12.

Рисунок 11 – Оптическая схема ИК-лидара

Поступающие на фотоприемник сигналы обрабатываются в АЦП 9, и на экран монитора персонального компьютера 10 выводится реальный спектр поглощения газов атмосферы.

В качестве экспериментально исследуемого и доступного загрязнителя воздуха была выбрана молекула метана (СН4) [16, 17], содержание которой в городской атмосфере в среднем соответствует 1,7 ppm. Известно [34], что из четырех основных колебательно-вращательных полос поглощения метана наиболее интенсивной является валентная колебательная 3 полоса с центральной Q-ветвью (3 020 см-1), попадающая в диапазон (от 1,4 до 4,2 мкм) перестройки параметрического лазера. Для измерения концентрации метана с высокой точностью и чувствительностью необходимо было провести предварительные расчетные и экспериментальные работы по измерению спектра пропускания атмосферы в диапазоне длин волн от 3,25 до 3,45 мкм с разрешением лучше, чем ширина отдельных линий Р-, Q- и R-ветвей 3 полосы поглощения метана [18].

На рисунке 12 приведены расчетный спектр поглощения 3 полосы метана при концентрации 1,7 ppm на расстоянии 2 км и суммарный спектр поглощения СН4 и Н2О, с учетом ширины излучения зондирующего лазера 3,0 см-1 при постоянном сканировании с шагом 0,1 см-1.

Рисунок 12 – Расчетные спектры поглощения CH4 (а) и CH4 + H2 (b)

На рисунке 13 приведены экспериментально измеренный спектр 3 полосы метана и интегральный спектр поглощения атмосферы в диапазоне длин волн от 3,25 до 3,45 мкм (с шагом сканирования 0,1 см-1). Основными поглотителями излучения в этом диапазоне являются СН4 и Н2О.

Рисунок 13 – Измеренные спектры поглощения CH4 (а) и атмосферы на расстоянии 2 200 м (b)

При сравнении расчетного (спектр a на рисунке 12) и измеренного в открытой атмосфере (спектр b на рис. 13) спектров можно отметить хорошее частотное совпадение отдельных линий P-, Q- и R-ветвей 3 полосы метана в пределах допустимой погрешности экспериментальных данных (около 2 %).

Также хорошо коррелируются относительные интенсивности отдельных линий P- и R-ветвей.

Из спектра пропускания атмосферы видно, что для вычисления концентрации метана можно использовать лишь ветвь P10, которая расположена в прозрачной области атмосферы. Поэтому длина волны первого импульса излучения ПГС устанавливается на максимум поглощения линии Р10 (max), а следующий импульс дискретно перестраивается на нулевой уровень этой линии (min).

Обратно рассеянные сигналы этих частот поступают на фотодетектор, оцифровываются в АЦП, и относительные сигналы выводятся на экран монитора персонального компьютера. По интенсивностям этих сигналов, согласно (18), можно вычислить среднюю концентрацию атмосферного метана.

Результаты обработки экспериментального и расчетного спектров поглощения атмосферы в диапазоне длин волн от 3,25 до 3,45 мкм на расстоянии до 2,2 км от лидарного комплекса приведены в таблице 4.

В таблице 4 представляет собой полуширину линий P-ветви на уровне 0,5 максимальной величины интенсивности, где экс. и расч. полуширины экспериментального и расчетного спектров, соответственно.

Абсолютное значение спектрального смещения определяется формулой:

  см = экс. – расч. ..(21) 

Таблица 4 – Расчетные и экспериментальные ширины и интенсивности линий P-ветви 3 полосы поглощения метана

Ветвь

Δνр,

см-1

Δνэкс.,

см-1

Δνсм,

см-1

ν0 расч.,

см-1

ν0 экс.,

см-1

Iрасч.,
отн. ед.

Iэкс.,
отн. ед.

Q

5,200

7,790

2,59

3015,90

3014,60

0,91

0,630

P1

3,200

2999,76

3008,14

0,13

P2

4,460

2987,62

2995,30

0,24

0,075

P3

3,790

5,080

1,29

2976,19

2981,25

0,27

0,094

P4

3,780

3,785

0,05

2969,86

2970,49

0,27

0,074

P5

4,370

5,010

0,64

2957,35

2959,80

0,34

0,188

P6

3,110

6,210

3,10

2947,37

2948,61

0,34

0,014

P7

3,085

4,930

1,85

2937,47

2936,24

0,34

0,280

P8

3,670

2926,16

2931,31

0,34

0,190

P9

3,640

4,850

1,21

2914,82

2910,61

0,36

0,140

P10

3,620

4,830

1,21

2906,94

2905,77

0,19

0,190

Относительная погрешность несовпадения центральных частот расчетного (ν0 расч.) и экспериментального (ν0 экс.) спектров отдельных линий P-, Q- и  R-ветвей 3 полосы метана  не превышает ±0,13 %.

Вместе с тем, из экспериментального спектра (рисунок 13) видно, что Q-ветвь и отдельные линии P-ветви уширены и искажены по форме. Это можно объяснить тем, что уширения линий поглощения за счет соударений между молекулами сильно искажают их форму. Так как реальный спектр поглощения атмосферы является суперпозицией различных спектральных линий, линия всей системы уширяется без уширения каждой отдельной линии [34].

На рисунке 14 приведены относительные обратно рассеянные сигналы метанового потока, зарегистрированные вблизи лидарного комплекса (а) и от топографической мишени (b) на расстоянии 2,2 км на средней высоте 50 м от поверхности земли.

Рисунок 14 – Измерение концентрации метана вблизи (а) и на расстоянии (b) 2,2 км от лидарного комплекса

В момент, когда из баллона выпускается метан, лидарный приемник регистрирует резкое увеличение сигнала, уровень которого отличается от фонового, до тех пор, пока существует утечка метана. После прекращения выпуска газа, сигнал падает до фонового уровня. Измерения проводились по усреднению 10 импульсов на каждую точку, при частоте повторения импульсов лазера 25 Гц.

Основные технические параметры ИК-лидара.

Тип лазера …………………………………...

YAG:Nd+3 с ПГС

Длина волны перестройки…………………..

от 1,41 до 1,85 мкм;

от 2,9 до 4,1 мкм

Энергия в импульсе ………………………....

от 1 до 40 мДж (в зависимости от длины волны излучения)

Спектральная ширина излучения:

без ЭФП ………………………………....

с ЭФП ……………………………………

от 3 до 3,5 см-1

от 0,6 до 0,9 см-1

Частота повторения импульсов ………….…

от 20 до 30 Гц

Переключение длины волны ……………….

от 0 до 12 нм

Длительность импульса ………………….…

10 нс

Расстояние до мишени ……………………...

от 2 до 5 км

Чувствительность регистрации ………….…

1 ppm по интегральной трассе (метан)

Угол вращения платформы по горизонтали ..

±300

Угол вращения платформы по вертикали …

от –100 до +250

Точность установки платформы на объект...

0,8 мрад

Данный лидарный комплекс позволяет регистрировать спектры поглощения газов, колебательно-вращательные полосы, составные частоты или интенсивные изолированные линии которых попадают в диапазон перестройки лазерного излучения (от 1,4 до 4,2 мкм).

В диссертационной работе приведены спектры поглощения отдельных линий и полос различных молекул, таких как NO2, NO, CO, CO2 и др., полученные в лабораторных условиях.

Таким образом, продемонстрирована возможность дистанционного определения состава и концентрации молекул атмосферных газов с помощью ИК-лидара, основанного на перестраиваемом по частоте ПГС.

В целом, результаты испытаний разработанного лидарного комплекса подтверждают правильность концепций, использованных при создании теоретических и физико-технических основ комплекса.

Достигнутый уровень параметров дистанционного определения концентраций малых примесей в атмосфере подтверждает современный характер исследований и их практическую значимость.

Заключение

Основные научные результаты работы сводятся к следующим.

1. Исследованы и проанализированы пространственно-временные и амплитудные характеристики YAG:Nd3+-лазера на основе неустойчивого телескопического резонатора. Совокупность основных технических параметров такого лазера: выходная энергия в импульсе 180 мДж, длительность импульса 10 нс, модовый состав TEM001, расходимость излучения 0,8 мрад, спектральная ширина 0,01 см-1 позволяет использовать его в качестве излучателя в лидарных системах.

2. Теоретически обосновано и экспериментально подтверждено, что наведенная оптическая неоднородность в нелинейном кристалле LiNbO3, индуцированным импульсным лазерным излучением, возникает в момент начала действия светового импульса (погрешность измерения 5  10-9 с); отсутствует порог образования НОН при изменении плотности энергии записывающего светового импульса от 0,003 до 0,75 Дж/см2. Изменения внешних влияющих факторов в широком диапазоне (температурный нагрев кристалла в интервале от 400 до 600 К, термохимическая обработка в окислительной и восстановительной средах, варьирование содержания примеси в кристалле от 0,01 до 0,3 вес.%, – облучение кристалла) не приводят к изменению амплитудного значения НОН в кристалле LiNbO3. Показано, что динамический диапазон времени релаксации НОН обусловленного внешними факторами находится в интервале от 10-7 до 104с, а величина дифракционной эффективности НОН в LiNbO3:Fe квадратично зависит от полной энергии светового импульса и пиковой мощности излучения.

3. Разработаны теоретические и физико-технические основы создания высокоэффективных перестраиваемых ИК ПГС. Экспериментально показано, что кольцевые резонаторы являются оптимальными для получения высоких амплитудно-временных и пространственных характеристик параметрических лазеров.

Разработана и реализована трехзеркальная кольцевая схема резонатора инфракрасного ПГС на основе нелинейно-оптического кристалла ниобата лития или КТР.

Экспериментально подтверждена возможность одновременной реализации угловой и электрооптической перестройки частоты параметрического лазера от импульса к импульсу. Показана принципиальная возможность сочетаемости двух последовательных лазерных импульсов на разных длинах волн.

Экспериментально подтверждена возможность сужения спектральной линии излучения ПГС с использованием селектирующего фильтра на основе ЭФП. Ввод ЭФП в резонатор сужает спектральную ширину излучения ПГС от 5 до 8 раз во всем диапазоне перестройки.

Основные параметры ПГС: выходная энергия в импульсе (50 мДж), эффективность преобразования (27 %), расходимость излучения (3,5 мрад), спектральная ширина излучения (от 0,6 до 0,9 см-1), диапазон перестройки длины волны (от 1,41 до 4,24 мкм) – соответствуют современному техническому уровню.

4. Разработан и реализован ИК-лидарный комплекс с плавным и (или) дискретным зондированием атмосферы, что обеспечивает возможность использования дифференциального метода для анализа состава газовых сред и повышению точности этого анализа. Плавная перестройка длины волны достигнута угловым вращением нелинейного кристалла вокруг вертикальной оси, а для дискретной перестройки нелинейный кристалл помещается во внешнее постоянное электрическое поле. Шаг дискретной перестройки варьируется от 0 до 12 нм от импульса к импульсу, который определяется величиной внешнего поля.

5. Проведены теоретические расчеты интенсивностей, спектральных смещений и искажений спектров поглощений молекул атмосферы и примесей, имеющих валентные или деформационные колебательно-вращательные переходы в диапазоне перестройки ПГС, что позволило обнаружить и использовать в экспериментах «микроокна» прозрачности в зонах непрозрачной атмосферы. Результаты расчетных работ согласуются данными измерений.

6. Методом ДПР измерены концентрации малых газовых составляющих атмосферы. Показано, что в открытой атмосфере измерение полного колебательно-вращательного спектра поглощения 3 полосы метана невозможно. Это связано с тем, что область R-ветви находится в непрозрачной части атмосферы; Q-ветвь и ближние к ней линии P-ветви недостаточно видны и деформированы. Только дальние линии P-ветви (P7, P9 и P10) находятся в области прозрачности атмосферы, а следовательно, дистанционные измерения концентрации метана возможны только на этих линиях. Зарегистрированная пороговая концентрация метана по открытой атмосферной трассе с расстояния 2,2 км от лидарного комплекса находятся на уровне 1,7 ppm.

7. Научные результаты, полученные в диссертации, рекомендуются

к использованию в научных и научно-исследовательских организациях, в которых ведется дистанционное зондирование газовых сред в режиме реального времени (в том числе атмосферы Земли) в области среднего и ближнего ИК-диапазона электромагнитных волн.

Список опубликованных работ, отражающих основное содержание диссертации

1. Айрапетян, В.С. Временная зависимость фоторефракционного эффекта в ниобате лития, легированном железом [Текст] // В.С. Айрапетян, И.Б. Баркан, Е.В. Пестряков // Письма в ЖТФ, т. 2, вып. 17. – 1976. – С. 802–804.

2. Айрапетян, В.С. Скоростная голографическая запись в ниобате лития [Текст] // В.С. Айрапетян, И.Б. Баркан, В.Н. Ищенко // IV Всесоюзная Вавиловская конференция по нелинейной и когерентной оптике, 25-29 июня 1985 г., Новосибирск. – С. 132–135.

3. Айрапетян, В.С. Способ обработки голографической регистрирующей среды из кристалла ниобата лития [Текст] // В.С. Айрапетян, И.Б. Баркан, Л.С. Ибрагимова, С.И. Маренников, Е.В. Пестряков // А.С. СССР № 585753 от 29.08.1977 г.

4. Айрапетян, В.С. Способ обработки голографической регистрирующей среды из кристалла ниобата лития [Текст] // В.С. Айрапетян, И.Б. Баркан, Л.С. Ибрагимова, С.И. Маренников, Е.В. Пестряков // А.С. СССР № 586731 от 07.09.1977 г.

5. Айрапетян, В.С. Способ создания голографической регистрирующей среды [Текст] // В.С. Айрапетян, И.Б. Баркан, В.Н. Лисицин, П.Г. Пасько // А.С. СССР № 824777 от 22.12.1980 г.

6. Айрапетян, В.С. Способ создания голографической регистрирующей среды [Текст] // В.С. Айрапетян, И.Б. Баркан, В.Н. Лисицин, П.Г. Пасько // А.С. СССР № 915608 от 23.11.1981 г.

7. Айрапетян, В.С. Влияние термохимической обработки на голографическую запись в ниобате лития [Текст] // В.С. Айрапетян, И.Б. Баркан, Е.В. Пестряков // Письма в ЖТФ, т. 2, вып. 18. – 1980. – С. 914–918.

8. Айрапетян, В.С. Tunable OPO for differential absorption LIDAR’s [Text] // V.S. Ayrapetian, G.M. Apresyan, K.A. Sargsyan, T.K. Sargsyan // Conference «The Laser Applied and Technology – 2002», Moscow (2002), p. 89.

9. Айрапетян, В.С. ИК ПГС с плавной и скачкообразной перестройкой длины волны [Текст] // В.С. Айрапетян, Г.М. Апресян, А.В. Акопян, Э.М. Погосян, А.Г. Саакян, К.А. Саргсян, Т.К. Саргсян // VI Международная конференция «Лазерная физика-2005», 11–14 октябрь 2005 г., г. Аштарак, Армения, с. 67–69.

10. Айрапетян, В.С. Параметрический генератор света с плавной и (или) дискретной перестройкой частоты излучения [Текст] // В.С. Айрапетян // Оптика атмосферы и океана. – 2008. – Т. 21, № 10. – С. 906–909.

11. Айрапетян, В.С. ИК-Лидарное зондирование атмосферных газов [Текст] // В.С. Айрапетян, Г.М. Апресян, А.В. Акопян, Э.М. Погосян, А.Г. Саакян, К.А. Саргсян, Т.К. Саргсян // VI Международная конференция «Лазерная физика-2005», 11–14 октября 2005 г., г. Аштарак, Армения, с. 37–43.

12. Айрапетян, В.С. ИК-лидар на основе ПГС [Текст] // В.С. Айрапетян,  Г.М. Апресян, А.В. Акопян, Э.М. Погосян, А.Г. Саакян, К.А. Саргсян, Т.К. Саргсян // ХII международный симпозиум «Оптика атмосферы и океана. Атмосферная физика», 27–30 июня 2005 г., г. Томск, с. 130–133.

13. Айрапетян, В.С. IR Lidar based on OPO [Text] // V.S. Ayrapetian, A.V. Hakobyan, G.M. Apresyan, E.M. Poghossyan, A.H. Sahakyan, K.A. Sargsyan, T.K. Sargsyan // Proc. SPIE, vol. 6160, Feb 2006, p. 708–713.

14. Айрапетян, В.С. Измерение спектров поглощения атмосферного метана лидарным комплексом с перестройкой длины волны излучения в диапазоне 1,41–4,24 мкм [Текст] // В.С. Айрапетян // Журнал прикладной спектроскопии. – 2009. – Т. 76, № 2. – С. 294–299.

15. Айрапетян, В.С. Внерезонаторная параметрическая генерация с плавной и (или) дискретной перестройкой частоты излучения [Текст] // В.С. Айрапетян // Вестник НГУ сер. Физика №3 2009 c.20-24.

16. Айрапетян, В.С. Measurement of Absorption Spectra for Atmospheric Methane by a Lidar System with Tunable Emission Wavelength in the Range 1.41 – 4.24um[Text] // V.S. Ayrapetian Journal of Applied Spectroscopy: vol. 76, lssue 2 (2009), p.268 -274 SpringerLink, N.-Y.

17. Айрапетян, В.С. ИК – лидарное исследование малых концентраций атмосферных газов [Текст] // В.С. Айрапетян // Материалы международной научно-технической конференции «Геодезия, картография и кадастр – ХХI век» 25 – 27 мая 2009, с.257 – 263 Москва.

18 Айрапетян, В.С. Расчетные и дистанционно-измеренные спектры поглощения 3 полосы метана и их анализ [Текст] // В.С. Айрапетян // Вестник НГУ сер. Физика № 3 2009, c.25-29.

Список использованных источников

19. Зуев, В.Е. Распространение лазерного излучения в атмосфере. М.: Радио и связь, 1981. - 288с.

20. Матвиенко, Г.Г., Пономарев, Ю.Н. Спектроскопические проблемы дистанционного анализа индустриальных выбросов по спектрам СКР/ В.М. Климкин, М.М. Макогон, Г.Г. Матвиенко, Ю.Н. Пономарев //в кн. Оптическая спектроскопия и стандарты частоты, Томск. Изд. ИОА СО РАН, 2004. – 722с.

21. Межерис, Р. Лазерное дистанционное зондирование.- М.: Мир, 1987.С.550.

22. Виноградова, М.Б. Теория волн /М.Б. Виноградова, О.В.Руденко, А.П.Сухоруков - М.: Наука, 1979.

23. Rothman L.S., Camache R. R., Tipping R.N., e. a. The HITRAN Molecular Database: edition of 1992, JQSRT., 1992, V48, P469-507.

24. Dmitriev V.G., Gursadyan G.G., Nikogosyan D.N. “Handbook of Nonlinear Optical Crystals” 345, (Springer, New York, 1999).

25. Chen Y.F., Chen S.V., Chen Y.C., Lan Y.P., Tsai S.W. Appl. Phys. B, 77(2003) 493 – 495.

26. Loudon R. The Quantum Theory of Radiation, Clarendon Press, Oxford, England, 1954.

27. Kogelnik H. Coupled wave theory for thick hologram gratings.- Bell  Syst. Tech. J., 1969, v.48. #7, p. 2909-2947.

28. Ахманов, С. А. Об одной возможности усиления световых волн /С.А. Ахманов, Р.В. Хохлов// ЖЭТФ. - 1962. - Т. 43, № 1. С.351 – 353.

29. Kroll N.M. Parametric amplification in spatially extended media and amplification to the design of tunable oscillators at optical frequencies//Phys. Rev. 1962.v.127, #4, p. 1207-1211.

30. Дмитриев, А.К. Каскадный режим осцилляций в оптическом параметрическом осцилляторе /Франко Вонг, П.И. Горелик, А.К. Дмитрев, Ж.Ж. Зонди, Д.Б. Колкер // Квантовая Электроника — 2004. — т.39, №5, с.341—344

31. Schotland R.M. Some Observation of the Vertical Profile of Water Vapor by a Laser Optical Radar , Proc. 4th Symposium on Remote sensing of the Environment 12 -14 April 1966, Univ.of Michigan, Ann Arbor, 1966, p. 273-283.

32. Schotland R.M. J.Appl. Meteorol., 13, 71 (1974).

33. Murrey E.R., Byer R.L., Remote Measurements of Air Pollutants, SRI International Report. Jan. 1980.

34. Волькенштейн, М.В. Колебание молекул /М.В. Волькенштейн, Л.А. Грибов, М.А. Ельяшевич, Б.И.Степанов М.: Наука, 1972.

 






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

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.