О С Кривець, О О Шматько, О В Ющенко - Квантова електроніка - страница 22

При частотній модуляції всередину одного із дзеркал резо­натора розміщують також керований зовнішнім сигналом мо­дулятор зі змінним за частотою АштоЛ показником заломлення п. При виконанні умови АштоЛ = Аш фази мод будуть синхро­нізуватися з отриманням імпульсів на виході порядку оберне­но пропорційного значення ширини смуги підсилення. Особли­вість полягає в тому, що оптична довжина модулятора також змінюватиметься зі зміною коефіцієнта заломлення середови­ща згідно з Lopt = Lmodn(t), де Lmod є фізичною, метричною довжиною модулятора. Таким чином, при модуляції змінюється оптична довжина і самого резонатора, а це означає, що будуть модулюватися і його власні частоти.

У випадку модуляції мод при синхронному накачуванні, мо­дулюється підсилення амплітуди поля в лазері, а не його втра­ти. Робочий лазер збуджується випромінюванням допоміжного лазера накачування, який, як правило, має працювати в режимі синхронізації мод. Синхронізація частоти міжмодового інтер­валу та частоти повторення імпульсів накачування досягається зміною довжини резонатора робочого лазера.

У [20], [27] вказується на можливість поєднання спеціаль­них пристроїв із пасивною синхронізацією мод, що дозволяє ге­нерувати світлові імпульси фемтосекундного діапазону.

Першим є комбінація методу синхронного накачування та пасивної синхронізації мод (mode locking). Застосування син­хронного накачування з додатковим поглиначем, що насичує­ться, дозволило отримати імпульси тривалістю 70 фс відносно високої стабільності.

Другим є використання синхронізації мод у зустрічних пу­чках (colliding-pulse mode locking). Цей метод полягає в тому, що два імпульси поширюються в протилежних напрямках через поглинач, що насичується і, таким чином, забезпечуються уко­рочення та стабілізація імпульсів. Характерна тривалість ім­пульсів становить приблизно 50 фс, але при використанні до­даткової компресії в оптичному хвилеводі тривалість досягає 16 фс [20].

 

Останнім є метод подвійної синхронізації мод (double mode locking). Зв'язок забезпечується через середовище, яке є па­сивним поглиначем для лазера накачування і водночас виконує функцію активного середовища іншого лазера, що синхронно збуджується.

 

При використанні резонаторів зі сферичними дзеркалами маємо поперечні моди, які характеризуються еквідистантним набором резонансних частот. Еквідистантність частот є необ­хідною умовою синхронізації мод. Той факт, що ця умова може виконуватися не тільки для поздовжніх, а й у випадку попере­чних мод, вказує на можливість реалізації синхронізації для по­перечних мод [19].

 

Якщо синхронізація поздовжніх мод призводить до генера­ції послідовності наднетривалих імпульсів, то при синхроніза­ції поперечних мод спостерігається перерозподіл потужності в поперечному до осі резонатора напрямку, або просторова мо­дуляція потужності. Збіг відбувається лише в деякі моменти часу, що призводить до періодичного руху поперечного пере­різу в площині дзеркала зони генерації. Рух перерізу відбува­ється з частотою, що дорівнює інтервалу резонансних еквіди-стантних частот резонатора та інтервалу частот синхронізова­них мод [27].

 

Лазери із синхронізацією поперечних мод мають перспекти­ви під час використання в оптоелектроніці — в системах пере­дачі та обробки оптичної інформації.6.5.   Режим розвантаження резонатора

 

Метод розвантаження резонатора дозволяє вивести енер­гію, що накопичується в лазері за час, який дорівнює часу пов­ного проходу резонатора. Принципова схема роботи лазера в рєжимі розвантаження резонатора наведена на рис. 6.8. Перше

 

 

 

ДЗі

 

 

 

 

 

 

ac"Гі = 1

 

Рисунок 6.8 — Принципова схема роботи лазера в рєжимі розвантаження резонатора

 

 

та третє дзеркала є повністю непрозорими, а вихідний пучок виводиться назовні лазера за допомогою пристрою, коефіці­єнт відбиття якого буде змінюватися в часі від малих значень до одиниці. Розвантаження резонатора є загальним методом, який використовується в лазерах із синхронізацією мод, у без­перервному лазері та в лазері з модульованою добротністю.

Як зазначається в [19], на практиці найчастіше викори­стовується метод розвантаження резонатора разом із методом синхронізації мод. Для імпульсних лазерів із синхронізацією мод резонатор розвантажують у момент часу, коли внутрішньо-резонаторний імпульс досягає максимуму. При цьому із резо­натора лазера виходить потужний ультракороткий імпульс. Пе­ремикання коефіцієнта відбиття вихідного пристрою (другогодзеркала, рис. 6.8) відбувається до значення, що дорівнює оди­ниці. Як правило, це досягається використанням електроопти­чного модулятора на елементі Поккельса [10]— [19], [22], [26]— [33]. У момент часу, коли необхідне розвантаження резонатора, до елемента Поккельса дають імпульс чвертьхвильового потен­ціалу і на виході відбивається від поляризатора лазерний про­мінь.

 

У випадку безперервного лазера з модуляцією добротно­сті метод розвантаження резонатора можна використовувати для отримання цугу ультакоротких імпульсів, частота прохо­дження яких дорівнює частоті роботи пристрою розвантаже­ння, а не частоті, що визначається часом проходу резонатора. Якщо ця частота знаходиться в межах 100кГц — 1МГц, то ін­тервал між послідовними розвантаженнями резонатора стано­витиме 1 —10 мкс, що є достатнім для відновлення синхронізації мод. Саме тому метод періодичного розвантаження резонатора дозволяє отримати послідовність ультракоротких лазерних ім­пульсів при набагато нижчій частоті повторення і значно біль­шій піковій потужності, ніж при звичайній синхронізації мод.

 

У разі, коли коефіцієнт відбиття вихідного пристрою не до­сягне значення 1, вмикання та вимикання має бути таким, щоб час увімкненого стану дорівнював часові повного проходу ре­зонатора. Але в цьому разі в резонаторі залишається імпульс низької інтенсивності. З одного боку, це призводить до більш надійної роботи системи, оскільки синхронізація мод уже не починається із шумів, а з іншого боку — на виході отримуємо меншу потужність випромінювання. Як правило, в таких си­стемах використовують акустооптичний елемент через більш низькі втрати, які вони вносять. Вони складаються із акустоо-птичного модулятора, який працює в режимі Брегга з рухомою хвилею, при цьому на виході отримуємо дифрагований промінь.6.6.   Типи пристроїв модуляції втрат у резонаторі

 

Типи пристроїв та методи модуляції втрат у резонаторі, що зараз широко використовуються, як уже зазначалося, поділя­ють на пасивні та активні. До пасивних пристроїв, які моделю­ють втрати, відносять такі, що змінюють добротність резона­тора під дією самого поля випромінювання, яке збуджується всередині резонатора. Такі пристрої отримали назву модулято­рів або закривів на середовищах із поглинанням, що насичує­ться. До активних відносять такі методи, які передбачають змі­ну втрат у резонаторі під дією зовнішнього керуючого сигналу. Останні є більш різноманітними за конструкцією та принципом дії.

 

 

6.6.1.   Пасивш закриви на середовищах із поглинанням, що насичується (фототропш)

Дія пасивних закривів базується на здатності резонансно-просвітлених оптичних матеріалів змінювати свої оптичні вла­стивості під впливом падаючого (прохідного) на них випромі­нювання. У незбудженому стані вони мають невисокий коефі­цієнт пропускання для випромінювання робочої довжини хвилі. У міру зростання інтенсивності випромінювання в резонаторі молекули, які поглинають лазерне випромінювання, переходять на більш високий енергетичний стан. Це призводить до просві­тлення матеріалу та насичення коефіцієнта поглинання, зростає добротність резонатора до максимального значення. При цьо­му розрізняють два етапи розвитку генерації імпульсу: тривалий лінійний, із часом порядку 103 — 2 • 103 нс, та нетривалий нелі­нійний із часом порядку 10-30 нс [19], [27], [29].

На лінійному етапі розвитку генерації відбувається підси­лення первинної люмінесценції, що відповідає розвитку пучка вільної генерації при постійних втратах. Коефіцієнт поглина­ння та значення інверсійної заселеності в активному елементі майже не змінюються. Тривалість лінійного етапу значною мі­рою визначається перетином вимушених переходів фільтра та активного елемента, коефіцієнтом поглинання фільтра. Нелі­нійний етап розвивається майже за експоненційним законом, збільшуючи густину потужності випромінювання приблизно в 105 разів.

Найпростіші пасивні закриви складаються з плівки погли-нального матеріалу, яка розміщується в резонаторі лазера. У визначений час плівка випаровується, відкриваючи розташова­не за нею дзеркало. Втрати резонатора падають і відбувається генерація гігантського імпульсу. Недолік найпростіших моду­ляторів визначається незворотністю процесів [29].

Саме тому найбільш широко використовують пристрої на основі зворотних процесів: насичення поглинання, нелінійності коефіцієнта відбиття, вимушеного розсіювання Мальдештама-Бріллюена, самофокусування [19], [20], [29].

У багатьох випадках модулятори мають вигляд кювети, за­повненої розчином барвника, що насичується у відповідному розчиннику. Вибір середовища поглинача визначається макси­мальним поглинанням на довжині хвилі лазерного випромі­нювання. Імпульсно-періодичний режим вимагає використання проточної кювети для барвника. Іноді використовуються твер-дотільні поглиначі, наприклад BDN в ацетатцелюлозній плів­ці, або газоподібні — SF6 для С02-лазера. Як рідинні викори­стовують розчин у 1,2-дихлоретані диметиламінодітіобензилні-кель, або фталоціанін в нітробензолі (Nd: YAG — лазер), кри-птоціанін в ментолі, фталоціанін, поліметинові та криптоціанові барвники (рубіновий лазер), кристали галогенідів лужних мета­лів типу IJF із центрами забарвлення, властивості яких подібні до властивостей молекули барвника. Такі самі властивості ма­ють ряд органічних сполук, які, як і розглянуті вище, в першому наближенні можна розглядати як дворівневу систему (рис. 6.9)
з великим значенням перерізу поглинання: порядку 1016 — 1017 см2.

Робочими рівнями фототропного закрива є синглетні рівні S, S') з часом життя переходу 10-12 — 10-8 с. Наявність за­боронених переходів впливає на параметри модулятора, також велике значення мають і властивості розчинника, оскільки він впливає на енергетичну структуру рівнів барвника.

При використанні фототропних закривів можна отримати імпульси тривалістю порядку десятків нс. При цьому ККД ге­нерації становить 30—50%. На практиці параметри модулятора підбирають для генерації одного імпульсу, але при збільшенні рівня накачування можлива генерація кількох гігантських ім­пульсів [29].

До переваг фототропних закривів можна віднести просто­ту конструкції та малі габарити. До недоліків відносять погли­нання значної частини випромінювання, навіть у період випро­мінювання імпульсу завдяки неповному просвітленню закрива.Крім цього, з причини нестабільності накачування та зміни тем­ператури активного елемента і закрива, іноді для фотохімічних реакцій характерна нестабільність моменту просвітлення.

 

 

6.6.2.   Активні методи модуляції втрат у резонаторі

При активній модуляції втрат початкове перевищення по­рогового рівня визначається тривалістю першого етапу розви­тку гігантського імпульсу, який, на відміну від пасивної модуля­ції, задається саме моментом вимкнення втрат. Тривалість лі­нійного етапу на порядок перевищує тривалість пасивної мо­дуляції. Це пов'язано з тим, що процес генерації на лінійному етапі розвивається за умов низьких втрат (випадок швидкого вмикання добротності), на відміну від пасивної модуляції. Ге­нерація починається, коли порогова густина інверсійної засе­леності NJ2lop буде зменшена до значення фактичної інверсій­ної заселеності, створеної джерелом накачування. При цьому NTit) = 1/B2ihQ(t) [27].

Керована зміна в часі порога генерації призводить до зна­чного звуження розкиду моментів початку генерації порівняно з пасивною модуляцією та достатньо точним фіксуванням по­чатку генерації зовнішнім керуючим сигналом. Наприклад, для електрооптичних закривів до 10 нс, а для оптико-механічних — до 100 нс.

Для більш точного фіксування моменту початку генерації та поліпшення відтворюваності часового проходження процесів використовують комбіновану модуляцію добротності. В цьому разі поєднують фільтр, що просвітлюється разом із модуля­тором активного типу. Наявність фільтра збільшує швидкість вмикання добротності та покращує параметри випромінюван­ня, а модулятор активного типу фіксує момент початку генерації та упорядковує появу імпульсів.

Розглянемо найбільш поширені системи активної модуляції.Електрооптична модуляція добротность Цей метод ба­зується на використанні електрооптичного ефекту, який базує­ться на зміні показника заломлення середовища під дією зов­нішнього поля. Розрізняють два електрооптичних ефекта: ква­дратичний, або ефект Керра; та лінійний, або ефект Поккель-са. В першому випадку зміна показника заломлення пропор­ційна квадрату електричної напруженості зовнішнього поля, а в   другому — першому ступеню поля [19], [27].

Ефект Поккельса існує тільки у нелінійних кристалах, які не мають центра симетрії. Як приклад можна вказати на монові-сні кристали KDP (хімічна формула КН2РО4), DKTJP (хімічна формула KD2PO4), UNdOs, liTaOa, UIO3, ВаТіОз та інші [19], [20]. Під впливом зовнішнього електричного поля ці кристали стають подвійнозаломленими. За відсутності зовнішнього поля на промені звичайної (ТЕ - хвилі) та незвичайної (ТМ - хви­лі) діє показник заломлення n0. За наявності поля в ньому ви­никає анізотропія, яка призводить до появи другої оптичної осі в площині, перпендикулярній до електричного поля. Довжина елемента Поккельса, або значення напруженості зовнішнього поля, визначається згідно з виразом [20]:

(no - ne)d = 2= pkU, (6.10)

де ne — показник заломлення для незвичайного променя; pk — коефіцієнт пропорційності для окремого кристала; d — довжина елемента Поккельса.

Такий кристал встановлюють між двома схрещеними поля­ризаторами P (рис. 6.10) таким чином, щоб при умові U = 0 В випромінювання не проходило через елемент Поккельса.

Після подання на кристал поля, значення якого має задо­вольнити співвідношення (6.10), елемент Поккельса розвертає площину поляризації лінійно поляризованого випромінювання на 90°. I саме для цього кута поляризації випромінювання дру­гий поляризатор стає прозорим.   Схема   рис. 6.10 відповідає
реалiзацiї поздовжнього ефекта Поккельса. Але елемент пра­цюватиме аналогічно, коли поле буде спрямоване не уздовж, а в перпендикулярному напрямку (поперечний ефект Поккельса).

Модулятори добротності на елементі Поккельса є дуже по­ширеними типами пристроїв. Час перемикання добротності ви­значається зміною напруги на електродах і може набувати зна­чення порядку кількох нс. До недоліків можна віднести досить високі керуючі напруги на електродах, які, залежно від неліній­ного кристала, конфігурації поля, орієнтації кристала та довжи­ни робочої хвилі, можуть набувати значення 1—20 кВ [19], [20], [27].

Рідини та стекла під дією електричного поля також можуть ставати анізотропними, що визначає ефект Керра [20]. Індуко­вана оптична вісь буде спрямована уздовж напрямку поля. По­двійне заломлення променя має задовольняти вираз

(no - ne) = KkAE2, (6.11)

де Kk — коефіцієнт Керра, який встановлюється для кожного середовища.

Елемент Керра може містити нітробензол, скло, воду. При виборі відповідної довжини і напруги на електродах такий еле­
мент працює аналогічно елементу Поккельса.

Акустооптична модуляція втрат у резонаторі

Значне поширення отримали оптикоакустичні закриви, дія яких полягає в зміні коефіцієнта заломлення середовища під впливом ультразвукової хвилі. Як керуюче середовище вико­ристовують плавлений кварц — для видимого спектра, або гер­маній — для середнього та дальнього інфрачервоного діапазону. На таких модуляторах отримана частота перемикання до сотень МГц [19], [29].

Дія акустооптичного закриву базується на дифракції сві­тла, що проходить через рідке або тверде середовище, по яко­му поширюється плоска ультразвукова хвиля. Акустична хвиля генерується п'єзаперетворювачем, який з'єднується з високо­частотним генератором (рис. 6.11). Для встановлення режиму хвиль, що поширюються без відбиття, на протилежній (від пе­ретворювача) ділянці прозорого середовища під деяким кутом наноситься поглинальний шар для акустичної хвилі.

При поширенні акустичної хвилі в середовищі перетворю­вача виникають механічні напруження, пов'язані з локальними стисненнями та розрідженнями. Завдяки фотопружному ефе­кту ці напруження діють на коефіцієнт заломлення середови­ща. В результаті в середовищі утворюються різні за показни­ком заломлення періодичні шарування з просторовим періо­дом, що дорівнює довжині акустичної хвилі Л. При поширен­ні випромінювання в такому середовищі виникає дифракція на просторово-періодичній структурі.

Маючи на увазі, що акустична хвиля частоти П поширює­ться уздовж осі у, перпендикулярно до оптичної осі лазера (рис. 6.11), можна подати показник заломлення у вигляді [27]:

(6.12)

де n — показник заломлення середовища без акустичної хвилі; An — амплітуда зміни показника заломлення, що визначається амплітудою пружної деформації, яка, у свою чергу, залежить від потужності звукової хвилі. При виконанні умовиIX

Л2

> і,

(6.13)де Л — довжина хвилі випромінювання в середовищі; / — від­стань акустооптичної взаємодії, спостерігатиметься дифракція Брегга.

Якщо акустооптичний елемент розмістити в резонатор лазе­ра (рис. 6.11), то до того часу, поки генератор створює акусти­чну хвилю, в резонаторі існують додаткові втрати. Частина ла­зерного випромінювання, завдяки дифракції Брегга на наведе­ній фазовій решітці, буде виводитися з резонатора. При доста­тній потужності акустичної хвилі додаткові втрати призведуть до припинення генерації. Повернення лазера до стану з висо­кою добротністю відбудеться при вимкненні напруги на пере­творювачі.До переваг акустооптичних закривів можна віднести досить малівтрати (на порядокменшініжуелектрооптичнихзакривів), а до недоліків — повільне вмикання 100 — 1000 нс.

Акустооптичні закриви переважно використовують у лазе­рах із безперервним накачуванням і оптимальним коефіцієн­том пропускання вихідного дзеркала порядку кількох відсотків. При низьких значеннях коефіцієнта підсилення, що характер­не для таких лазерів, існує можливість зриву генерації вже при відносно невеликихвтратах. Саметомудоцільним є використа­ння акустооптичних закривів із малими втратами, незважаючи на гірші характеристики спрацювання закривів. Останнє ви­значає умову, що частота імпульсів буде достатньо високою (5 — 50 кГц для неодимового лазера) [27] і майже унеможливлює використання закриву в лазерах з імпульсним накачуванням.

Похожие статьи

О С Кривець, О О Шматько, О В Ющенко - Квантова електроніка