Исследование и подавление тепловых эффектов в импульсно-периодических лазерах на неодимовом стекле с энергией излучения сотни джоулей тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

На правах рукописи

КУЗЬМИН Алексей Александрович

ИССЛЕДОВАНИЕ И ПОДАВЛЕНИЕ ТЕПЛОВЫХ ЭФФЕКТОВ В ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКИХ ЛАЗЕРАХ

НА НЕОДИМОВОМ СТЕКЛЕ С ЭНЕРГИЕЙ ИЗЛУЧЕНИЯ СОТНИ ДЖОУЛЕЙ

01.04.21 - лазерная физика

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

2 4 ОКТ 2013

Нижний Новгород, 2013

005535447

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте прикладной физики Российской академии наук г. Нижний Новгород

Научный руководитель:

кандидат физико-математических наук Шайкин Андрей Алексеевич, ФГБУН Институт прикладной физики РАН (ИПФ РАН), г. Нижний Новгород

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук Рагозин Евгений Николаевич,

ФГБУН Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН (ФИАН), г. Москва

кандидат физико-математических наук Матвеев Александр Захарович, ФГБУН Институт прикладной физики РАН (ИПФ РАН), г. Нижний Новгород

Ведущая организация:

ФГБУН Институт общей физики РАН им. А.М. Прохорова (ИОФ РАН), г. Москва

Защита состоится «11» ноября 2013 г. в 17.00 часов на заседании диссертационного совета Д 002.069.02 в Институте прикладной физики РАН (603950, г. Н. Новгород, ул. Ульянова, 46).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института прикладной физики РАН.

Автореферат разослан « ^ » октября 2013 г.

Ученый секретарь диссертационного совета д.ф.-м.н., профессор

Ю.В. Чугунов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы

С момента создания в 1960 году первого квантового оптического генератора - рубинового лазера - одной из важнейших задач квантовой электроники является наращивание пиковой мощности излучения. Самыми мощными источниками когерентного оптического излучения на сегодняшний день являются петаваттные лазеры, пиковая мощность излучения в которых достигает 1015 Вт [1-3]. При этом сравнительно небольшая энергия - несколько десятков джоулей - сосредотачивается в очень коротком импульсе, длительностью несколько десятков фемтосекунд. В основе работы петаваттных установок лежит открытый в 1985 г. принцип CPA [4] (англ. Chirped Pulse Amplification - усиление чирпированных импульсов), суть которого заключается в растягивании импульса более чем в 104 раз за счет линейной модуляции частоты (чирпирования), что значительно уменьшает интенсивность излучения и позволяет усиливать его в активной среде. После усиления осуществляется дисперсионное сжатие (процесс, обратный чирпированию) и импульс вновь становится коротким (в идеале - спектрально ограниченным). Как следствие, его интенсивность многократно возрастает. Для растягивания и сжатия импульса, как правило, используются пары отражательных дифракционных решеток.

В мире существует несколько проектов, направленных на дальнейшее увеличение пиковой мощности генерируемого лазерного излучения и продвижение в мультипетаваттный диапазон. Среди них можно выделить панъевропейский ELI (англ. Extreme Light Infrastructure) [5], российские PEARL-10 и XCELS [6], а также ряд 10 ПВт проектов во Франции [7], Великобритании [8], Японии [9], США [10] и Китае [11]. Все эти проекты можно условно разделить на 3 типа: в одних в качестве усиливающей среды используется не-одимовое стекло, в других - титан-сапфир Ti:Sa (корунд с титаном ТкА12Оз), в третьих реализован принцип параметрического усиления на кристаллах DKDP (дейтерированный дигидрофосфат калия KD2P04). Во втором и третьем типах установок для накачки титан-сапфира либо параметрической накачки кристаллов DKDP предполагается использование второй гармоники излучения лазера на неодимовом стекле. Таким образом, лазерные усилители на неодимовом стекле являются неотъемлемой частью всех проектируемых мультипетаваттных лазерных комплексов.

Основным достоинством неодимового стекла по сравнению с другими известными на сегодняшний день лазерными средами является возможность создания активных элементов с большими объемом и апертурой, сочетающих в себе высокое оптическое качество и высокий уровень запасенной энергии. Это позволяет работать при относительно малой интенсивности лазерного поля (ниже порога оптического пробоя) вплоть до энергий килоджоульного уровня в импульсах наносекундной длительности. Именно такая энергия тре-

буется для реализации ЮПВт проектов. Однако низкая теплопроводность стекла и большие тепловыделения в активных элементах вследствие ламповой накачки значительно ограничивают частоту повторения импульсов в этих системах. Во всех существующих лазерах на неодимовом стекле с энергией импульсов несколько сотен джоулей частота повторения составляет порядка 1 импульса в час, что определяется временем остывания активных элементов, по истечении которого можно пренебречь термонаведенными эффектами. Как следствие, во всех мультипетаваттных проектах предполагаемая частота повторения не превышает несколько импульсов в день, что сильно снижает эффективность научных исследований и ограничивает возможности практического применения мультипетаваттных лазеров, вследствие низкой скорости получения экспериментальных результатов. Важной и актуальной задачей является увеличение частоты повторения импульсов в таких системах.

Принципиальным ограничивающим фактором является разрушение активных элементов при превышении порога допустимых упругих напряжений. Однако существуют режимы работы, в которых порог разрушения не достигается, но накопление тепла от выстрела к выстрелу приводит к значительным искажениям поляризации и фазы излучения вследствие линейного расширения активных элементов, зависимости показателя преломления от температуры и фотоупругого эффекта, вызывающего появление двулучепрелом-ления и, как следствие, деполяризации излучения даже в изначально изотропной среде. Исследованию таких импульсно-периодических режимов работы широкоапертурных стержневых усилителей на неодимовом стекле посвящена существенная часть настоящей диссертации.

Отметим, что теоретическое и экспериментальное исследование термона-веденных поляризационных и фазовых искажений излучения началось практически сразу после изобретения лазера [12-14] и продолжается в наше время. Достаточно хорошо тепловые эффекты исследованы в неодимовом стекле [15-16]. Однако в публикациях, посвященных работе установок с энергией импульсов несколько сотен джоулей и выше, данный вопрос практически не обсуждается. Например, в статье [17], посвященной лазерному комплексу OMEGA, говорится о менее чем 3 % поляризационных потерь во всей установке, что типично для разовых систем, в которых не происходит накопления тепла в усилителях от выстрела к выстрелу, а нагрев активных элементов одиночным импульсом накачки в области, занятой излучением, достаточно однородный и, следовательно, не приводит к сколь-нибудь значимым упругим напряжениям.

Ситуация меняется при переходе к импульсно-периодическому режиму работы, роль тепловых эффектов в котором велика. Важной задачей является определение максимальной допустимой частоты следования импульсов накачки. Для этого требуется система диагностики упругих напряжений. Поскольку широкоапертурные лазерные усилители на неодимовом стекле - уникальные и дорогие устройства, то такая диагностика должна исключать раз-

рушение активных элементов. В диссертации предлагается новый, простой в реализации метод определения распределения температуры в активных элементах по измерению степени термонаведенной деполяризации излучения. Метод позволяет рассчитывать термонаведенные упругие напряжения в активной среде, причем определение уровня этих напряжений в работающей установке может производиться в режиме реального времени, что позволяет безопасно, контролируемым образом увеличивать частоту повторения импульсов накачки.

Наконец, большое значение имеет вопрос о борьбе с негативными тепловыми эффектами: термонаведенными линзой и деполяризацией. На сегодняшний день известно множество способов подавления термонаведенных искажений излучения. К нелинейно-оптическим методам компенсации деполяризации можно отнести пространственно-поляризационное обращение волнового фронта [18-19]. Среди линейных схем моясно выделить две основные: схему с парой идентичных активных элементов и кварцевым вращателем поляризации на 90° между ними [20] и схему с фарадеевским зеркалом [21]. Для компенсации сильно аберрационной тепловой линзы применяют адаптивные системы [22] и обращение волнового фронта [18-19]. Очень актуальным представляется использование вышеперечисленных методов в "разовых" системах, таких как лазеры на неодимовом стекле с энергией импульсов до килоджоуля и выше, с целью увеличения частоты повторения импульсов.

Цель работы

Цель диссертационной работы состоит в теоретическом и экспериментальном исследовании термонаведенных искажений излучения, а также способов их подавления в мощных широкоапретурных лазерных усилителях на неодимовом стекле. В частности, основными задачами являются:

1. Разработка простого метода исследования и экспресс-диагностики термонаведенных поляризационных и фазовых искажений излучения и упругих напряжений в стержневых лазерных усилителях.

2. Экспериментальное исследование термонаведенных линзы и деполяризации в стержневых усилителях на неодимовом стекле с диаметром активных элементов от 4.5 см и больше в режиме часто повторяющихся импульсов накачки и расчет на основе анализа экспериментальных данных максимальной допустимой частоты следования импульсов.

3. Проведение экспериментов по восстановлению поляризации и фазового фронта лазерного излучения на выходе широкоапертурных усилителей на неодимовом стекле в режиме часто повторяющихся импульсов накачки.

4. Создание прототипа лазера для накачки титан-сапфирового мультипе-таваттного комплекса со следующими параметрами: энергия импульсов несколько сотен джоулей, частота повторения порядка одного импульса в минуту, близкое к дифракционному качество пучка.

Научная новизна, основные результаты и практическая значимость работы

Научная новизна и практическая значимость диссертационной работы обусловлены полученными оригинальными результатами, а именно:

1. Разработан новый метод определения распределения температуры, термонаведенных упругих напряжений и фазовых искажений излучения в лазерных стержневых активных элементах, основанный на восстановлении профиля температуры по измеренному распределению степени термонаве-денной деполяризации излучения. Результат определения фазовых искажений излучения в активном элементе из неодимового стекла диаметром 4.5 см при помощи разработанного метода находится в хорошем согласии с данными прямых интерферометрических измерений фазового фронта. Таким образом, для диагностики фазовых искажений и контроля упругих напряжений в работающей установке достаточно измерять деполяризацию излучения, что гораздо удобнее и легче интерферометрических измерений и не требует изготовления и установки в оптический тракт дополнительных элементов. Диагностика может производиться в режиме реального времени, что позволяет безопасно, контролируемым образом увеличивать частоту повторения импульсов накачки. Данный результат очень важен с практической точки зрения, поскольку широкоапертурные лазерные усилители на неодимовом стекле — уникальные и дорогие устройства, и при определении максимальной частоты повторения импульсов требуется исключить разрушение активных элементов.

2. В режиме часто повторяющихся импульсов накачки (1 импульс в 3 минуты) проведено экспериментальное исследование термонаведенных искажений излучения в стержневых широкоапертурных (диаметром до 10 см) усилителях на неодимовом стекле в составе лазера для накачки параметрического каскада мультипетаватгного комплекса PEARL-10. Установлено, что упругие напряжения в стержнях с апертурой до 10 см не превышают в исследованном режиме работы 15% от порога разрушения активной среды. На основании проведенных исследований период повторения импульсов в действующем лазере сокращен с 40 до 5 минут.

3. Показано, что при запасаемой энергии 110 Дж в лазерном усилителе со стержневым активным элементом из неодимового стекла диаметром 4.5 см в режиме 1 импульс в минуту уровень упругих напряжений составляет 20% от порога разрушения. Термонаведенная деполяризация в схеме с двумя такими усилителями и кварцевым 90° вращателем поляризации между ними уменьшена с 35% до 2%, что не более чем в 2 раза отличается от уровня деполяризации в остывших активных элементах.

4. На основе экспериментальных данных проанализирован импульсно-периодический режим работы стержневых широкоапертурных усилителей на неодимовом стекле (диаметры 4.5, б, 8.5 и 10 см). Найдены оптимальные со-

отношения между запасенной энергией и частотой повторения импульсов накачки в исследованных усилителях.

5. Создан компактный лазер на неодимовом стекле с энергией импульсов 220 Дж и частотой их повторения 0.02 Гц (диаметр пучка 4.3 см, коэффициент заполнения апертуры 0.8, длительность импульса по полувысоте 30 не). Расходимость излучения составила 2.5 дифракционных предела, что позволит с высоким КПД удвоить частоту излучения. Искажения фазы излучения скомпенсированы за счет обращения волнового фронта при вынужденном рассеянии Мандельштама - Бриллюэна. Деполяризация уменьшена с 25% до 0.4% за счет использования линейных методов компенсации: установки между усилителями (стержни диаметром 4.5 см) кварцевых 90° вращателей поляризации и использования фарадеевского зеркала. Излучение второй гармоники лазера может быть использовано для накачки мультипетаваттного комплекса на основе Ti:Sa с рекордной частотой повторения импульсов (1 импульс в минуту).

Основные положения, выносимые на защиту

1. Распределения температуры, термонаведенных упругих напряжений и фазовых искажений излучения в лазерных стержневых активных элементах могут быть однозначно определены по измеренному распределению степени деполяризации. Точность предложенного метода сравнима с точностью ин-терферометрических измерений.

2. Оптимальное соотношение между запасенной энергией и частотой повторения импульсов накачки в стержневых лазерных усилителях может быть найдено, зная коэффициент усиления по слабому сигналу и степень деполяризации излучения, измеренные при низкой частоте повторения импульсов -в режиме, безопасном с точки зрения термомеханических разрушений.

3. Разработанные усилители с активными элементами диаметром 4.5 см (10 см) запасают в виде инверсии населенностей до 110 Дж (280 Дж) энергии за 1 импульс накачки и обладают пятикратным запасом прочности по отношению к термомеханическим разрушениям при частоте повторения 1 импульс в минуту (2.5 минуты). Это в несколько раз превосходит частоту повторения импульсов в усилителях, использовавшихся ранее в петаваттном комплексе PEARL.

4. Обращение волнового фронта и линейные методы компенсации термонаведенных искажений излучения позволяют уменьшить расходимость излучения двухпроходного лазера с четырьмя усилителями на неодимовом стекле апертурой 4.5 см с 8.3 до 2.5 дифракционных пределов, а интегральную степень деполяризации излучения - с 25% до 0.4%. Энергия импульсов на выходе этого лазера составляет 220 Дж при частоте повторения 0.02 Гц (длительность импульсов по полу высоте 30 не). Излучение второй гармоники может быть использовано для накачки мультипетаваттного комплекса на основе Ti:Sa.

Достоверность научных результатов

Все полученные в диссертации результаты достоверны и обоснованы. Экспериментальные результаты получены по апробированным методам и подтверждаются теоретическими расчетами, базирующимися на хорошо известных из литературы моделях. Экспериментальные данные, полученные независимыми методами, хорошо согласуются друг с другом и показывают высокую повторяемость. Основные положения диссертации опубликованы в ведущих рецензируемых научных журналах и неоднократно докладывались на российских и международных конференциях, а также семинарах ИПФ РАН и других организаций в России и за рубежом.

Апробация результатов

Материалы диссертации опубликованы в шести статьях в реферируемых журналах [А1-А6] и в трудах SPIE [А7]. Результаты докладывались на многочисленных международных конференциях и опубликованы в трудах и тезисах этих конференций [Ä8-A17]: Laser Optics (2008, 2010, 2012), Russian-French-German Laser Symposium (2009), SPIE Photonics Europe (2010), SPIE Optics + Optoelectronics (2011), Topical Problems of Biophotonics (2011), Nonlinear Optics: East-West Reunion (2011), ISTC-GSI Young scientists school (2011), International Committee on Ultra Intense Lasers Conference (2012).

Личный вклад автора

Научным руководителем были поставлены задачи и определены основные направления научных исследований.

Результаты решения задачи фотоупругости в стержневой геометрии активного элемента, приведенные в параграфе 1.1 главы 1, хорошо известны из процитированной литературы. В то же время, идея решения обратной задачи и разработка на основе этого решения метода определения распределения температуры, термонаведенных упругих напряжений и фазовых искажений излучения в активном элементе (параграфы 1.2-1.4) принадлежат автору.

Теоретический расчет и численное моделирование физических процессов, рассмотренных в диссертации, проведены автором лично.

Эксперимент по измерению искажений фазы излучения в активном элементе диаметром 4.5 см (параграф 1.4) при помощи интерферометра Маха -Цендера выполнен совместно с Д.Е. Силиным и И.Е. Кожеватовым. Все остальные эксперименты планировались совместно с научным руководителем и проводились автором под его общим руководством.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и списка литературы. Объем работы составляет 112 страниц, 49 рисунков, 6 таблиц, 140 ссылок на литературу.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обоснована актуальность и научная новизна диссертации, сформулированы цель и основные задачи, представлены результаты работы и положения, выносимые на защиту, определена практическая значимость результатов, кратко изложено содержание диссертации, приведены данные по апробации результатов и описан личный вклад автора.

В первой главе рассмотрен новый метод определения распределения температуры, термонаведенных упругих напряжений и фазовых искажений излучения в лазерных стержневых активных элементах по измеренным распределениям степени термонаведенной деполяризации излучения.

Параграф 1.1 (по литературе) посвящен рассмотрению математической модели теплообменных процессов в стержневом лазерном активном элементе из стекла. В рамках этой модели определена взаимосвязь распределения температуры в стержне с термонаведенными упругими напряжениями в нем, а также с искажениями фазы и деполяризацией лазерного излучения, проходящего через активный элемент.

Отличные от нуля компоненты тензора упругих напряжений в стержне определяются выражениями [15-16]: ос Е

СТ.,

сГи =-

1-у а Е

о„ =-

1-у а Е

{АД/, г)г(1г - \ ]аТ{1, г)гс1г ^ о г о

.Л .г

- ¡АТ(Г,г)гс1г + 4- /ЛГ(У,г)гс1г - АТ((,г)

1-

(1)

Я'

■ $АТ(1,г)гс1г-АТ(1, г)

где а - коэффициент линейного теплового расширения активной среды, V — коэффициент Пуассона, Е - модуль упругости, К - радиус стержня, г, г и ф -цилиндрические координаты, ДТ — разница между температурой в активном элементе и температурой окружающей среды.

Вследствие фотоупругого эффекта излучение в активной среде распадается на две собственные линейно поляризованные волны. В случае цилиндрической геометрии активного элемента, изготовленного из стекла, эти волны поляризованы радиально и тангенциально, а их фазовые набеги определяются выражениями [15-16]:

2 nL

Aw. --

' X

2лL

dT (l-v)[ r2 I

—ATf(C, + Сг)АТ-^ф.)ATrdr dT (l-v)[ r2 J

+ АЧ'о.

где A\|/0 = const, L - длина активного элемента, К - длина волны излучения, Ci и С2 - фотоупругие постоянные.

Двулучепреломление приводит к деполяризации излучения. Если на входе в активный элемент излучение имеет линейную поляризацию, то на выходе из активной среды оно будет содержать ортогонально поляризованную компоненту с интенсивностью Id, доля которой по отношению к полной интенсивности излучения /о определяет степень деполяризации:

T = ldUo = sin2(2<j>)sin2(5(7-)/2), (3)

где 5 = Д\(/ф - Д\|/г. Также вводят интегральный по апертуре пучка коэффициент деполяризации у-Pd/ Ро, т.е. отношение мощности деполяризованной компоненты Pj к полной мощности излучения Pq.

Распределение температуры в активном элементе может быть найдено из уравнения теплопроводности, решение которого в режиме, когда импульсы накачки повторяются через одинаковые отрезки времени тр, может быть представлено в виде:

оо J — eXD I_X N / Т I

Д T(Np,t,r) = :;exp(-,/T„)J0 (q„r/R), (4)

„1 1-ехр(-г„/т„)

где Np - количество произошедших импульсов накачки, t — время, отсчитываемое от текущего (с номером Np) импульса накачки в серии, тя = R2 l(q2nDT) — время затухания п-ой пространственной гармоники температуры; Dt - температуропроводность активной среды, числа q„ могут быть найдены из уравнения qJi{q)IJ0{q) - Bi (У0, i - функции Бесселя первого рода нулевого и первого порядка, Bi - число Био для стержня, характеризующее интенсивность его теплообмена с окружающей средой). Коэффициенты К„ определяются распределением температуры в активном элементе АТ0(г), которое устанавливается сразу после воздействия одиночного импульса накачки:

2 R

К» = 2 / ,-—ГТ JA7b (') Jo (qnr/R)rdr. (5)

R2[jl(qn)+jh4n)\i

Приведенные в параграфе 1.1 соотношения хорошо известны из процитированной литературы и адекватно описывают реальный активный элемент при выполнении следующих основных условий: 1. Стержневая геометрия.

2. Радиальный нагрев ДТ(г) и, как следствие, плоскодеформированное состояние. Ненулевые компоненты тензора деформации имеют вид: Urr(r), Щ(г), Uzz = const.

3. Свободная поверхность стержня: o„(r = R) = 0.

4. Слабая дифракция и рефракция лазерного излучения на длине активного элемента.

Исследованные в диссертации лазерные усилители с активными элементами из неодимового фосфатного стекла в значительной степени удовлетворяют приведенным выше условиям, а представленная математическая модель используется в главах 1 и 2 для анализа термонаведенных эффектов и их численного моделирования.

В параграфе 1.2 решена обратная задача фотоупругости: по заданному распределению степени термонаведенной деполяризации в активном элементе в явном виде найдено выражение для распределения температуры. На основе этого решения предложен новый метод определения упругих напряжений и фазовых искажений излучения в лазерных активных элементах. Метод основан на измерении динамики распределения степени термонаведенной деполяризации и расчете вышеуказанных величин в рамках принятой в параграфе 1.1 математической модели.

Поясним суть метода. Формула (3) в совокупности с выражениями (2) определяет связь степени деполяризации излучения Г с распределением температуры AT в активной среде. Несмотря на то, что AT входит в выражения (2) как непосредственно, так и под знаком интеграла, AT можно выразить через 5(г) в явном виде:

гдее = а£(С,-С2)/[2(1-у)].

Зная распределение степени деполяризации Г в конкретный момент времени, можно рассчитать из формулы (3) величину 8(г), а затем по формуле (6) найти распределение температуры АТ(г) в активном элементе с точностью до константы А7\г = 0) в этот и, согласно (4, 5), во все последующие моменты времени. Зная АТ(г), можно вычислить компоненты тензора упругих напряжений (1) и при помощи (2) найти приращения фаз собственных волн внутри активного элемента.

Если восстановить профиль температуры непосредственно после одиночного импульса накачки, то можно смоделировать динамику распределения температуры (4) и деполяризации (3) в произвольной серии импульсов накачки. Критерием правильного определения температуры в стержне служит хорошее совпадение экспериментальных и рассчитанных по формуле (3) с использованием (4) распределений деполяризации Г(г, ф, 0 во все моменты времени. Для расчетов необходимо знать оптические и упругие характеристики

(6)

активной среды, которые достаточно подробно описаны в справочной литературе по лазерным средам.

Параграф 1.3 посвящен описанию экспериментальной реализации метода, рассмотренного в параграфе 1.2. Приведены результаты исследования лазерного усилителя с активным элементом из неодимового фосфатного стекла диаметром 1.5 см и длиной 32 см. Проведена самосогласованная проверка используемой для расчетов распределений температуры, упругих напряжений и фазовых искажений излучения математической модели.

Параграф 1.4 посвящен описанию результатов прямого измерения фазовых искажений излучения в активном элементе из неодимового фосфатного стекла диаметром 4.5 см и длиной 32 см при помощи интерферометра Маха -Цендера. Проведено сравнение экспериментальных данных с результатами, полученными с помощью нового метода, рассмотренного в параграфе 1.2.

Исследованный усилитель работал в импульсно-периодическом режиме, интервал между импульсами накачки был равен 3 минутам. После пятого импульса устанавливался стационарный режим. На рис. 1 приведены измеренные распределения степени деполяризации в стационарном режиме за 3 секунды до очередного импульса накачки (а), а также измеренные в тот же момент времени при помощи интерферометра Маха - Цендера распределения фаз собственных волн в активном элементе (б).

Расчеты деполяризации и фазовых искажений излучения (теоретические распределения на рис. 1), проведенные по схеме, изложенной в параграфе 1.2, показали хорошее совпадение с экспериментальными данными.

(О (.6)

г, см

пунктирная линия- теория, сплошная линия-эксперимент

Рис. 1. Распределения степени деполяризации (а) и термонаведенных приращений фаз радиально и тангенциально поляризованных собственных волн и их разности (б) в активном элементе диаметром 4.5 см в стационарном режиме в серии импульсов накачки, следующих с периодом 3 мин; ; - момент времени после импульса накачки (минуты : секунды)

В параграфе 1.5 сформулированы основные результаты первой главы. Вторая глава посвящена теоретическому и экспериментальному исследованию термонаведенных эффектов в широкоапертурных (до 10 см в диа-

метре) стержневых лазерных усилителях на неодимовом стекле в импульсно-периодическом режиме работы (интервал между импульсами накачки порядка минуты).

В параграфе 2.1 приведены основные рабочие параметры исследованных усилителей (энергия накачки, запасенная энергия, коэффициент усиления по слабому сигналу, характерные геометрические размеры, концентрация неодима, температуропроводность).

В параграфе 2.2 описаны результаты измерений термонаведенной деполяризации излучения в широкоапертурных стержневых активных элементах из неодимового фосфатного стекла в режимах часто повторяющихся импульсов накачки (1 импульс в минуту для стержня диаметром 4.5 см и 1 импульс в 3 минуты для стержней диаметрами б, 8.5 и 10 см). Приведены результаты расчетов изменений распределений температуры в активных элементах под действием импульсов накачки. Определены значения упругих напряжений в стержнях. Вычислены термонаведенные приращения фаз собственных волн в активных элементах в исследованных режимах работы.

В таблице 1 приведены параметры стационарного режима: интегральный коэффициент деполяризации у, уровень максимальных упругих напряжений стах по отношению к пределу разрушения 0/(ш, фокусные расстояния параболической составляющей термонаведенной линзы для радиально и тангенциально поляризованных собственных волн (Т7,. и Fф соответственно).

Таблица 1. Характеристики исследованных активных элементов

Диаметр активного элемента, см 4.5 6 8.5 10

Длина активного элемента, см 32 32 32 32

Концентрация N<1, 1019 см"3 8.6 5.6 2.9 3.3

Энергия накачки, кДж 17.5 36.5 36.5 36.5

Запасенная энергия, Дж 109 184 264 282

Период следования импульсов накачки, мин 1 3 3 3

У 0.3 0.2 0.3 0.2

&тах, МПа 6.6 2.0 3.0 4.5

ашах/а11тг % 22 6.5 10 15

км 0.12 0.84 0.96 0.88

■Гф, КМ 2.5 17.9 21.5 21.3

В параграфе 2.3 проведен анализ термонаведенных эффектов в исследованных лазерных усилителях при различных частотах повторения и энергиях накачки. Найдено оптимальное соотношение между уровнем запасенной энергии (^зап.) и частотой повторения импульсов накачки (/) в каждом усилителе (рис. 2).

01234 0 1 234

/ МИН*1 / МИН"'

Рис. 2. Линии постоянной величины 8Д = ДцУф - Ац1г — разности фаз собственных волн на краю активного элемента; диаметры активных элементов: 4.5 см (а), 6 см (б), 8.5 см (в), 10 см (г); цветом обозначена величина атах/оцт

2

/ мин-

4

\Jmax /а,:,

Активные элементы обладают пятикратным запасом прочности по отношению к термомеханическим разрушениям, если разность набегов фаз собственных волн на краю активных элементов в стационарном режиме 8/{ = 8(г = К) = 4л. Соответствующие кривые на рис. 2 мы считаем рабочими для определения соотношения частоты повторения импульсов накачки и запасенной в стержнях энергии.

Параграф 2.4 посвящен экспериментальному исследованию компенсации деполяризации в усилителях с апертурой 4.5 см. Исследования проводились в серии импульсов накачки, следующих с периодом повторения 3 минуты. Стационарное значение интегрального коэффициента деполяризации в схеме с двумя одинаковыми последовательными двухпроходными усилителями составляло порядка 35%. При помощи кварцевого 90° вращателя поляризации, установленного между усилителями, деполяризацию удалось уменьшить до 2%, что не более чем в 2 раза отличается от уровня деполяризации в остывших активных элементах. Данный эксперимент продемонстрировал принципиальную возможность создания на основе исследованных уси-

лителей компактного лазера с энергией импульсов несколько сотен джоулей и периодом повторения порядка минуты.

В параграфе 2.5 сформулированы основные результаты второй главы.

Третья глава посвящена описанию созданного на основе применения методов подавления термонаведенных поляризационных и фазовых искажений излучения лазера на неодимовом стекле с энергией импульсов 220 Дж и частотой их повторения 0.02 Гц для накачки титан-сапфирового (ТкБа) муль-типетаватгного комплекса.

В параграфе 3.1 рассмотрена роль созданного лазера в общей схеме источника для накачки ТкБа усилителя чирпированных импульсов. Логически в ней можно выделить четыре основные составляющие (рис. 3): 1) стартовую часть, 2) систему формирования пространственной и временной структуры излучения, 3) силовой каскад установки и 4) генератор второй гармоники. Назначением стартовой части является генерация относительно малоэнергичных импульсов с хорошим оптическим качеством и стабильной во времени и пространстве структурой. Эти импульсы поступают на вход силового каскада, который состоит из нескольких лазерных усилителей, активные элементы которых обычно изготовлены из стекла, допированного ионами неодима, и обладают достаточно большой (порядка 100 Дж) запасенной энергией. Генератор второй гармоники преобразует длину волны излучения из 1054 нм в 527 нм, что подходит для накачки кристаллов ТнБа. Для эффективного преобразования излучения во вторую гармонику импульс на входе в кристалл-удвоитель должен иметь достаточно плоскую вершину (П-образный импульс), а пучок должен быть максимально однородным в поперечном сечении (П-образный пучок). Важным условием также является стабильность направления распространения излучения и слабая расходимость (порядка 0.1 мрад). Система формирования пространственно-временной структуры излучения должна обеспечивать соответствие этим требованиям. В частности она должна подавлять фазовые флуктуации и угловые отклонения пучка на входе в силовой каскад.

Рис. 3. Принципиальная схема лазера для накачки мультипетаваттного комплекса на основе Ті:5а усилителей чирпированных импульсов

В рамках диссертационной работы был создан прототип силового каскада источника для накачки ТкБа — лазер на неодимовом стекле с энергией импульсов 220 Дж и высокой частотой их повторения (0.02 Гц). В качестве стартовой части использовался импульсно-периодический лазер, длина волны излучения которого примерно совпадает с длиной волны усиления не-одимового стекла (1054 нм). Данный лазер обеспечивал стабильную генера-

цию гигантских импульсов с длительностью по полувысоте 30-35 не, энергией до 150-170 мДж и частотой повторения 1 Гц. Данное излучение вводилось в силовой каскад через систему формирования структуры пучка - входной пространственный фильтр (ВПФ), описанию которого посвящен параграф 3.2 диссертации. Схема и рабочие параметры силовой части установки - непосредственно лазерного усилителя на неодимовом стекле - рассмотрены в параграфах 3.3-3.5. Данный усилитель является ключевым в плане энергетики и наиболее слабым с точки зрения оптических пробоев и паразитных тепловых эффектов звеном в схеме лазера накачки для Тква, изображенной на рис. 3. Удвоение частоты излучения не является сложной задачей при наличии стабильного источника излучения хорошего дифракционного качества на основной длине волны. В рамках диссертационной работы вопрос об эффективном (с КПД порядка 90%) преобразовании частоты излучения неодимового лазера во вторую гармонику не рассматривается. В связи с этим в созданной установке отсутствует схема формирования импульса. Отметим, однако, что получение П-образного импульса на выходе установки при длительности несколько десятков наносекунд - технически вполне выполнимая задача [23].

Параграф 3.2 посвящен описанию входного пространственного фильтра (ВПФ), т.е. системы ввода излучения от задающего генератора в силовой каскад созданного лазера. Схема ВПФ приведена на рис. 4. Он состоит из собирающей линзы (Т^), диафрагменной линии (диафрагмы ^, йг и </3), расширяющего галилеева телескопа (линзы Р2 и и узла аподизации (поляризаторы Р{ и Р2, мягкая диафрагма 5 и жесткая диафрагма (/4), формирующего пучок диаметром с точным нулем поля на границе. Параметры ВПФ приведены в таблице 2.

Таблица 2. Параметры входного пространственного фильтра (размеры указаны в мм)

¿1 ¿2 (13 аА А 1г іі

3100 -26.3 312 1.1 1.2 1.5 13.85 400 550 620

ВПФ обеспечивал формирование пучка с дифракционной расходимостью и с заданной поперечной структурой. Распределение интенсивности излучения на выходе ВПФ приведено на рис. 5, а. Коэффициент заполнения апертуры (отношение усредненной по апертуре интенсивности пучка к пиковому значению) составил 0.4. Измеренное распределение поля в дальней зоне дифракции пучка приведено на рис. 5, б. Расходимость пучка близка к дифракционному пределу, равному 0.85\/г£, = 0.13 мрад.

I

Рис. 4. Схема входного пространственного фильтра

отн. ед.

¡0.8 10.6 ¡0.4 ¡0.2 ■О

0 , 0.1 мрад 0.85Х/^ = 0.13 мрад

ж, мм

Рис. 5. Поперечные распределения интенсивности излучения после входного пространственного фильтра в ближней (а) и дальней (б) зоне дифракции пучка

В параграфе 3.3 теоретически исследованы возможные схемы силовой части установки, позволяющие при частоте повторения импульсов 0.02 Гц получать излучение с энергией несколько сотен джоулей. Основываясь на результатах, описанных в главе 2, в качестве элементной базы для проектируемой установки были выбраны усилители на неодимовом фосфатном стекле со стержнями диаметром 4.5 см (У45) либо 6 см (У60). Рассмотрены два варианта построения силового каскада: схема с двумя и схема с четырьмя последовательными усилителями У45 (либо У60), усиление в которых организовано по двухпроходной системе с обращением волнового фронта (ОВФ). Проведен численный расчет ожидаемых параметров излучения на выходе каждой схемы.

В параграфе 3.4 проведена оценка роли усиленного спонтанного излучения в схемах, рассмотренных в разделе 3.3.

Проведенный в параграфах 3.3 и 3.4 анализ показал, что наиболее выгодной для экспериментальной реализации является схема, содержащая четыре усилителя У45 (рис. 6). Основным достоинством данной схемы по сравнению с другими является относительно высокая энергия выходного излучения при достаточно однородном распределении интенсивности по апертуре пучка и пренебрежимо малой роли усиленного спонтанного излучения.

Параграф 3.5 посвящен описанию экспериментальной схемы (рис. 6), выходных параметров и реализованных методов подавления термонаведен-ных искажений поляризации и фазы излучения созданного лазера при частоте повторения импульсов 0.02 Гц и энергии 220 Дж.

Деполяризованная

компонента < 1 Дж 1054 нм \

20 мДж

1 импульс в минуту

Рис. 6. Схема лазерной установки. Ш'.УУ - задающий генератор, ВПФ - входной пространственный фильтр, ИФ - изолятор Фарадея, П - поляризатор, 3 - зеркало, Т -телескоп, В90° - кварцевый вращатель поляризации на 90°, ВФ - вращатель Фарадея, ВРМБ - кювета, обращающая волновой фронт за счет вынужденного рассеяния Мандельштама - Бриллюэна, Л - линза, У45 - усилитель с активным элементом из неоди-мового фосфатного стекла диаметром 4.5 см

После прохождения изолятора Фарадея излучение стартовой части через поляризатор заводилось в силовой канал, состоящий из последовательно расположенных четырех двухпроходных усилителей У45 и нелинейно-оптического зеркала, осуществляющего обращение волнового фронта (ОВФ) за счет вынужденного рассеяния Мандельштама - Бриллюэна (ВРМБ). Несмотря на то что суммарный коэффициент усиления по слабому сигналу в канале за два прохода составлял порядка 1.7><106, самовозбуждение усилителей У45 не происходило благодаря пороговому характеру действия ВРМБ-зеркала. После двойного прохода через вращатель Фарадея с апертурой 18 мм, расположенный перед ВРМБ-кюветой, поляризация в пучке поворачивалась на 90°, в результате чего излучение отражалось поляризатором на выход схемы.

Термонаведенные искажения излучения (деполяризация и термолинза) в усилителях У45 были скомпенсированы. Деполяризация компенсировалась при помощи кварцевых вращателей поляризации на 90 градусов, установленных между активными элементами (рис. 6), а также за счет использования вращателя Фарадея и ОВФ-зеркала. Вращатель Фарадея перед ВРМБ-кюветой предпочтительнее четвертьволновой пластинки, которая обеспечивает развязку, но не уменьшает деполяризацию в усилителях, некомпенсированную кварцевыми вращателями.

Фазовые искажения были уменьшены за счет ОВФ. ВРМБ-кювета имела длину 1 м и была наполнена перфтороктаном С8Рі8 (порог ВРМБ для 30 нс импульсов составляет 5.7 мДж). Излучение фокусировалось в кювету при

помощи линзы с фокусным расстоянием 1.7 м. Коэффициент отражения для лазерных импульсов с энергией до 16.5 Дж превышал 95%.

На рис. 7 представлены теоретическая и экспериментальная зависимости энергии на выходе лазера Еои, от энергии импульсов стартовой части £,,,. Максимальная выходная энергия составила 220 Дж при частоте повторения 1 импульс в минуту. Распределения интенсивности пучка в ближней и дальней зоне на выходе установки изображены на рис. 8, а и б (поляризация лазерного излучения вертикальная). Пучок имел достаточно плоскую вершину (коэффициент заполнения апертуры 0.8), а его расходимость составляла 120150 мкрад или 2-2.5 дифракционных предела (©,/,/= 2.44Х/Д где D - диаметр пучка).

Излучение деполяризованной компоненты с энергией 0.4% от выходной энергии ЕоШ выводилось из схемы при помощи изолятора Фарадея (см. рис. 6). Распределение интенсивности этого пучка показано на рис. 8, в.

Еош, Дж

200

100

а

а о _ . ----- тР °-0 о~ ~ '

о J? О- —' — — -

Г °D u

же пер И MC теория

1

і °

0

0 10 20 Е,п, мДж

Рис. 7. Зависимость энергии на выходе лазера Еш, от энергии стартовой части Е,„

(после ВПФ)

2.44Ш = 60 мкрад СЛ.

■идмдя

таи

іЬші^^ВІ

ШШт

о

Л", см («)

2.15

ОТН. ед. 1

0.8 0.6 0.4 0.2 0

Рис. 8. Поперечные распределения интенсивности выходного пучка в ближней (а) и дальней (б) зоне и распределение интенсивности деполяризованной компоненты (в); диапазон изменения цвета на всех рисунках одинаков

Форма лазерного импульса при отражении от В РМ Б-кюветы (рис. 9,6) и усилении в активных элементах практически не изменялась и даже на выходе лазера (рис. 9, в) оставалась близкой к форме импульса задающего генератора с длительностью по полувысоте 30 не (рис. 9, а).

(а) (б) (в)

-60

0 I, не

60

-60

0 I, НС

60

Рис. 9. Осциллограммы импульсов на выходе стартовой части (а), ВРМБ-кюветы (б)

и лазера (в)

Проведенные оценки показали, что частота излучения может быть удвоена без значительных ограничений, связанных с расходимостью, что открывает возможность использования излучения второй гармоники для накачки мощного усилителя чирпированных импульсов на кристалле Тл:8а. Выходная энергия созданного лазера может быть многократно увеличена за счет использования нескольких параллельных усилительных каналов, причем после удвоения частоты число каналов может быть уменьшено вдвое при использовании ео-е синхронизма. Созданная установка является прототипом лазера накачки для мультипетаваттного комплекса с высокой частотой повторения импульсов (1 импульс в минуту).

В параграфе 3.6 обсуждаются причины паразитного рассеяния, наблюдавшегося в экспериментальной схеме созданного лазера, и рассмотрены способы подавления этого рассеяния.

В параграфе 3.7 сформулированы основные результаты третьей главы.

В заключении приводятся основные результаты, полученные в диссертации.

Список используемой литературы

1. Pennington D.M., Perry M.D., Stuart B.C., Boyd R.D., Britten J.A., Brown C.G., Herman S.M., Miller J.L., Nguyen H.T., Shore B.W., Tietbohl G.L., Yanovsky V. Petawatt laser system // Proc. SPIE. 1997. V. 3047. P. 490-500.

2. Aouama M, Yamakawa K., Akahane Y., Ma J., Inoue N.. Ueda H., Kiriyama H. 0.85-PW, 33-fs Ti:sapphire laser // Optics Letters. 2003. V. 28, № 17. P. 1594-1596.

3. Lozhkarev V. V., Freidman G.I., Ginzburg V.N., Katin E. V., Khazanov E.A., Kirsanov A. V., Luchinin G.A., Mal'shakov A.N., Martyanov M.A., Palashov О. V., Poteomkin A.K., Sergeev A.M., Shaykin A.A., Yakovlev I. V. Compact 0.56

petawatt laser system based on optical parametric chirped pulse amplification in KD*P crystals // Laser Physics Letters. 2007. V. 4, № 6. P. 421-427.

4. Strickland D., Monrou G. Compression of amplified chirped optical pulses // Optics Communications. 1985. V. 56, № 3. P. 219-221.

5. Chambare J.-P., Chekhlov O., Cheriaux G., Collier J., Dabu R., Dombi P., Dunne A.M., Ertel K., Georges P., Hebling J., Hein J., Hernandez-Gomez C., Hooker C., Karsch S., Korn G., Krausz F., Le Blanc C., Major Zs., Mathieu F., Metzger Т., Mourou G., Nickles P., Osvay K., Rtis В., Sandner IV., Szabo G., Ursescu D., Varju K. Extreme light infrastructure: laser architecture and major challenges // Proc. SPIE. 2010. V. 7721. P. 7721 ID.

6. www.xcels.iapras.ru

7. Le Blanc C., Cheriaux G., Georges P., Zou J.P., Mennerat G., Druon F., Pa-padopoulos D., PelegrinaA., Ramirez P., Giambruno F., FreneauxA., Le-conteF., BadarauD., BoudenneJ.M., Audebert P., FournetD., VallotonT., Paillard J.L., VerayJ.L., PinaM., Monot P., Martin P., Mathieu F„ Chamba-retJ.P., AmiranoffF. ApolIon-10P: status and implementation//Proc. of International Committee on Ultra Intense Lasers Conference (ICUIL 2012). Mamaia, Romania, 2012. P. 32.

8. Hernandez-Gomez C., Blake S.P., Chekhlov O., Clarke R. J., Dunne A.M., Galimberti M„ HancockS., HolliganP., LyachevA., MatousekP., Musgrave I.O., Neely D., Norreys P.A., Rossi., TangY., Winstone T.B., Wy-born B.E., Collier J. The Vulcan 10 PW project // CLF Annual Report 20082009. P. 267-270.

9. KawanakaJ. Conceptual design of Sub-Exa-Watts OPCPA system // Proc. of International Committee on Ultra Intense Lasers Conference (ICUIL 2012). Mamaia, Romania, 2012. P. 14.

10. Ditmire T. Toward the development of rep-rated multi-PW lasers // Proc. of International Committee on Ultra Intense Lasers Conference (ICUIL 2012). Mamaia, Romania, 2012 P. 18.

11. LiR., LiangX., LenfY., Qu R., Xu Z. Recent progress on the development of a 10 PW laser system at SIOM // Proc. of International Committee on Ultra Intense Lasers Conference (ICUIL 2012). Mamaia, Romania, 2012. P. 22.

12. Ананьев Ю.А., Козлов H.A., МакА.А., Степанов А.И. Термическая деформация резонатора твердотельного ОКГ // Журнал прикладной спектроскопии. 1966. Т. 5, № 1. С. 51-55.

13. Quelle F.W. Thermal distortion of diffraction-limited optical elements // Applied Optics. 1966. V. 5, № 4. P. 633-637.

14. Sims S.D., Stein A., Roth C. Rods pumped by flash lamps // Applied Optics. 1967. V. 6, № 3. P. 579-580.

15. Koechner W. Solid-State Laser Engineering. Berlin: Springer, 1999.

16. МезеновА.В., СомсЛ.Н, Степанов А.И. Термооптика твердотельных лазеров. JI.: Машиностроение, 1986.

17. Bunkenberg J., Boles J., Brown D.C., Eastman J., Hoose J., Hopkins R„ Iwan L., Jacobs S.D., Kelly J.H., Kumpan S., Letzring S„ Lonobile D„ Lund L.D., Mourou G„ Refermat S., Seka W., Soures J.M., Walsh K. The Omega highpower phosphate-glass system: design and performance // IEEE Journal of Quantum Electronics. 1981. V. 17, № 9. P. 1620-1628.

18. Беспалов В.И., Пасманик Г.А. Нелинейная оптика и адаптивные лазерные системы. М.: Наука, 1985.

19. Зельдович Б.Я., Пшипецкий Н.Ф., ШкуновВ.В. Обращение волнового фронта. М.: Наука, 1985.

20. Scott W.C., de Wit М. Birefringence compensation and ТЕМм mode enhancement in a Nd:YAG laser // Applied Physics Letters. 1971. V. 18, № 1. P. 3-4.

21. Giuliani G., RistoriP. Polarization flip cavities: a new approach to laser resonators // Optics Communications. 1980. V. 35, № 1. P. 109-112.

22. KurczynskiP., Dyson H.M., SadouletВ., Bower J.E., LaiW.Y.-C„ Vans-field W.M., Taylor J. A. Fabrication and measurement of low-stress membrane mirrors for adaptive optics // Applied Optics. 2004. V. 43, № 18. P. 3573-3580.

23. KokhA., Vlezko V., Kokh K„ KononovaN., VillevalPh., Lupinski D. Dynamic control over the heat field during LBO crystal growth by Kyropoulos method // in Proc. of the 5th International Workshop on Crystal Growth Technology. Berlin, Germany, 2011. P. 140-141.

Основные публикации автора по теме диссертации

А1. Кузьмин А.А., Лучинин Г.А., Потёмкин А.К, Соловьёв А.А., Хазанов Е.А., ШайкинА.А. Термонаведённые искажения в стержневых лазерных усилителях на неодимовом стекле // Квантовая электроника. 2009. Т. 39, № 10. С.895-900.

А2. Kuzmin A.A., Khazanov Е.А., Shaykin A.A. Large-aperture Nd:glass laser amplifiers with high pulse repetition rate // Optics Express. 2011. V. 19, № 15. P. 14223-14232.

A3. Потемкин Л. К., Журин K.A., Кирсанов A.B., Копелович E.A., Кузнецов M.B., Кузьмин А. А., ФлатФ.А., Хазанов Е.А., ШайкинА.А. Эффективные широкоапертурные стержневые усилители на неодимовом стекле // Квантовая электроника. 2011. Т. 41, № 6. С. 487-491.

А4. Кузьмин А. А., Хазанов Е. А., ШайкинА.А. Импульсно-периодический режим работы широкоапертурных лазерных усилителей из неодимового стекла // Квантовая электроника. 2012. Т. 42, № 4. С. 283-291.

А5. Kuzmin A.A., Silin D.E., Shaykin А.А., Kozhevatov I.E., Khazanov E.A. Simple method of measurement of phase distortions in laser amplifiers // Journal of the Optical Society of America B. 2012. V. 29, № 6. P. 1152-1156.

A6. Кузьмин А.А., Кулагин О. В., Хазанов E.A., ШайкинА.А. Лазер на неодимовом стекле с энергией импульсов 220 Дж и частотой их следования 0.02 Гц // Квантовая электроника. 2013. Т. 43, № 7. С. 597-599.

A7. KuzminA.A., Khazanov E.A., ShaykinA.A. Thermo-induced distortions of radiation in large aperture laser amplifiers I I Proc. SPIE. 2010. V. 7721. P.77211G.

A8. KuzminA.A., ShaykinA.A., Soloviev A.A., Khazanov E.A. Thermal depolarization and gain cross-section distribution in Nd:glass laser amplifiers // 13-th Conference on Laser Optics. St. Petersburg, Russia, 2008.

A9. KuzminA.A. Thermoinduced depolarization and phase distortions in Nd:glass rod active media // Proc. of Russian-French-German Laser Symposium. Niz-hny Novgorod, Russia, 2009. P. 163-164.

A10.Kuzmin A.A., Khazanov E.A., Shaykin A.A. Thermo-induced distortions of radiation in large aperture laser amplifiers // SPIE International Symposium Photonics Europe. Brussels, Belgium, 2010.

All. Kuzmin A. A., ShaykinA.A., Khazanov E.A. Large aperture Nd:glass amplifiers with high pulse repetition rate // International Conference SPIE Optics + Optoelectronics. Prague, Czech Republic, 2011.

Al2.Kuzmin A.A., ShaykinA.A., Khazanov E.A. Project of 200 J 20 ns 1 shot/minute Nd:glass laser for CPA in Ti:Sapphire // Proc. of the 3-rd International Symposium Topical Problems of Biophotonics. St. Petersburg - Niz-hny Novgorod, 2011. P. 296-297.

A13 .Kuzmin A.A., Shaykin A.A., Khazanov E.A. Experimental study of thermally induced phase distortions in large aperture neodymium glass amplifiers //. 14th Conference on Laser Optics. St. Petersburg, Russia, 2010.

AXA.Kuzmin A.A., Khazanov E.A., Shaykin A. A. Large-aperture Nd:glass laser amplifiers with high pulse repetition rate // International Conference Nonlinear Optics: East-West Reunion. Suzdal, Russia, 2011.

A15.Kuzmin A. A. Project of 200 J (SH) 20 ns 1 shot/minute Nd:glass laser for CPA in Ti:Sapphire // ISTC-GSI Young scientists school. Darmstadt, Germany, 2011.

A16.KuzminA.A., KhazanovE.A., ShaykinA.A. 300 J Nd:glass laser with pulse repetition rate of 1 shot/ .1 minute // 15-th Conference on Laser Optics. St. Petersburg, Russia, 2012.

A17. Kuzmin A. A., Khazanov E.A., ShaykinA.A. 300 J Nd:glass laser with pulse repetition rate of 1 shot per 1 minute // Proc. of International Committee on Ultra Intense Lasers Conference (ICUIL 2012). Mamaia, Romania, 2012. P. 25.

Электронный адрес автора: alexevhsgap@vandex.ru

КУЗЬМИН Алексей Александрович

ИССЛЕДОВАНИЕ И ПОДАВЛЕНИЕ ТЕПЛОВЫХ ЭФФЕКТОВ В ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКИХ ЛАЗЕРАХ

НА НЕОДИМОВОМ СТЕКЛЕ С ЭНЕРГИЕЙ ИЗЛУЧЕНИЯ СОТНИ ДЖОУЛЕЙ

Автореферат

Подписано в печать 2.10.2013. Формат 60 х 90 '/]6 Бумага офсетная. Усл. печ. л. 1,5. Тираж 100 экз. Заказ № 76(2013)

Отпечатано в типографии Института прикладной физики РАН, 603950 Н. Новгород, ул. Ульянова, 46

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт прикладной физики Российской академии наук

На правах рукописи

04201364407 (

КУЗЬМИН Алексей Александрович

ИССЛЕДОВАНИЕ И ПОДАВЛЕНИЕ ТЕПЛОВЫХ ЭФФЕКТОВ В ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКИХ ЛАЗЕРАХ

НА НЕОДИМОВОМ СТЕКЛЕ С ЭНЕРГИЕЙ ИЗЛУЧЕНИЯ СОТНИ ДЖОУЛЕЙ

01.04.21- лазерная физика

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель кандидат физ.-мат. наук < A.A. Шайкин

Нижний Новгород, 2013

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ....................................................................................................................................4

Глава 1. НОВЫЙ МЕТОД ДИАГНОСТИКИ ТЕРМОНАВЕДЕННЫХ УПРУГИХ НАПРЯЖЕНИЙ И ФАЗОВЫХ ИСКАЖЕНИЙ ИЗЛУЧЕНИЯ В СТЕРЖНЕВЫХ ЛАЗЕРНЫХ УСИЛИТЕЛЯХ.....................................................................................................17

1.1 Математическая модель теплообменных процессов в активном элементе лазера; взаимосвязь распределения температуры с упругими напряжениями в активной среде, искажениями фазы и деполяризацией лазерного излучения..............................................18

1.2 Метод нахождения распределения температуры в активном элементе по измерению степени деполяризации излучения........................................................................................25

1.3 Экспериментальная реализация метода..........................................................................27

1.4 Сравнение результатов восстановления фазы излучения из распределения степени деполяризации с результатами прямого измерения фазового фронта при помощи интерферометра Маха-Цендера.............................................................................................30

1.5 Заключение к главе 1.........................................................................................................37

Глава 2. ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКИЙ РЕЖИМ РАБОТЫ ШИРОКОАПЕРТУРНЫХ СТЕРЖНЕВЫХ ЛАЗЕРНЫХ УСИЛИТЕЛЕЙ НА НЕОДИМОВОМ СТЕКЛЕ...................39

2.1 Параметры исследованных усилителей..........................................................................39

2.2 Измерение термонаведенных искажений излучения в режимах работы с высокой частотой повторения импульсов накачки.............................................................................45

2.3 Анализ термонаведенных эффектов при различных частотах повторения импульсов и энергиях накачки..................................................................................................................53

2.4 Экспериментальное исследование компенсации деполяризации в схеме с двумя последовательными активными элементами и вращателем поляризации на 90 градусов, установленным между ними, в режиме работы с высокой частотой повторения импульсов накачки..................................................................................................................60

2.5 Заключение к главе 2.........................................................................................................63

Глава 3. ЛАЗЕР НА НЕОДИМОВОМ СТЕКЛЕ С ЭНЕРГИЕЙ ИМПУЛЬСОВ 220 ДЖ И ЧАСТОТОЙ ИХ ПОВТОРЕНИЯ 0.02 ГЦ ДЛЯ НАКАЧКИ МУЛЬТИПЕТАВАТТНОГО КОМПЛЕКСА НА ОСНОВЕ ТИТАН-САПФИРА..................................................................65

3.1 Общая концепция лазера для накачки титан-сапфира...................................................65

3.2 Формирование пространственной структуры пучка на выходе задающего генератора.................................................................................................................................67

3.3 Расчеты возможных схем лазера на неодимовом стекле с энергией импульсов несколько сотен джоулей и частотой их повторения 0.02 Гц.............................................70

3.4 Роль усиленного спонтанного излучения в силовом каскаде установки.....................81

3.5 Лазер на неодимовом стекле с энергией импульсов 220 Дж и частотой их повторения 0.02 Гц.......................................................................................................................................84

3.6 Паразитное рассеяние и его подавление в схеме лазера...............................................93

3.7 Заключение к главе 3.........................................................................................................98

ЗАКЛЮЧЕНИЕ............................................................................................................................99

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ.........................................................................................................101

ВВЕДЕНИЕ

С момента создания в 1960 году первого квантового оптического генератора - рубинового лазера [1] - одной из важнейших задач квантовой электроники является наращивание пиковой мощности излучения. Само понятие мощности определило два основных направления решения этой задачи: увеличение энергии в импульсе и сокращение его длительности. Достаточно скоро - в 1961 году - были созданы лазеры, в которых в

Л i

качестве активной среды использовалось стекло, допированное ионами Nd [2]. Неодимовое стекло и по сей день широко применяется в мощных высокоэнергетичных лазерных системах благодаря следующим незаменимым характеристикам: высокий уровень запасенной энергии, высокое оптическое качество, возможность изготовления активных элементов большого размера, относительно слабо выраженные нелинейные свойства. Быстрое развитие методов укорочения лазерных импульсов, таких как модуляция добротности и синхронизация мод, уже во второй половине 1960-х годов позволило получить лазерное излучение гигаваттного уровня мощности, интенсивность которого после фокусировки достигала 1014 Вт/см2. В дальнейшем естественные ограничения, такие как мелкомасштабная самофокусировка и оптический пробой элементов, почти два десятилетия не позволяли преодолеть этот рубеж.

Качественный скачок на пути создания сверхмощных лазерных систем был сделан в середине 1980-х годов, когда был изобретен метод усиления чирпированных импульсов (CPA, от англ. Chirped Pulse Amplification). Суть метода заключается в растягивании импульса более чем в 104 раз за счет линейной модуляции частоты (чирпирования), что значительно уменьшает интенсивность излучения и позволяет усиливать его в активной среде. После усиления осуществляется дисперсионное сжатие (процесс, обратный чирпированию), и импульс вновь становится коротким (в идеале - спектрально ограниченным). Как следствие, его интенсивность многократно возрастает. Для растяжения и сжатия импульса, как правило, используются пары дифракционных решеток - отражательных элементов, стойкость которых к оптическому пробою значительно выше, чем стойкость объемных оптических элементов, рассчитанных на пропускание лазерного излучения. Пионерами направления стали Д. Стрикленд и Ж. Муру, которые в 1985 году первыми пришли к практической реализации метода CPA в твердотельных лазерных системах [3]. Их работа дала начало быстрому развитию технологии в сфере генерации тераваттных и мультитераваттных импульсов и в конечном итоге привела к созданию петаваттных лазерных систем [4-6], интенсивность излучения в которых после фокусировки достигла 1022 Вт/см2 [7, 8].

Первыми петаваттный рубеж преодолели исследователи из Ливерморской Национальной Лаборатории (США, Калифорния) Д. Пеннингтон, М. Пэрри и др. [4]. В их установке NOVA принцип CPA был реализован в неодимовом стекле. Энергия импульсов составляла 600 Дж при длительности 440 фс. Более короткие импульсы (длительностью десятки фемтосекунд) не могут усиливаться в стекле - этого не позволяет сделать узкая полоса усиления.

Более эффективной средой для осуществления CPA является открытый в 1986 году допированный ионами титана сапфир Т13+:АЬОз (или Ti:Sa) [9]. За счет широкой полосы усиления (порядка 3000 см-1) он позволяет усиливать очень короткие (несколько десятков фемтосекунд) импульсы. Первый петаваттный лазер на TirSa был создан в 2003 году [5]. При длительности импульсов 33 фс их энергия составляла 28 Дж. В качестве накачки кристаллов Ti: Sa использовалась вторая гармоника излучения лазера на неодимовом стекле (длина волны 527 нм).

Другой метод, позволивший достигнуть петаваттный уровень мощности, — предложенный в 1986 году группой А. Пискарскаса принцип параметрического усиления чирпированных импульсов (ОРСРА, от англ. Optical Parametric Chirped Pulse Amplification) [10]. Эта технология позволила в 2007 году создать 0.56 ПВт [6] лазерный комплекс PEARL. Длительность импульсов составляла 43 фс, а энергия - 38 Дж. В качестве широкополосных параметрических усилителей использовались кристаллы дейтерированного дигидрофосфата калия KD2PO4 (или DKDP), для накачки которых по-прежнему использовалась вторая гармоника излучения неодимового лазера.

Таким образом, лазерные усилители на неодимовом стекле широко используются в большинстве существующих установок петаваттного уровня мощности. Среди них можно выделить три основных типа: в одних в качестве усиливающей среды непосредственно используется неодимовое стекло [4, 11-16], в других - сапфир (корунд с титаном) [5, 8, 15, 17-23], в третьих реализован принцип параметрического усиления на кристаллах DKDP [6, 24-30]. Во втором и третьем типах установок излучение лазера на неодимовом стекле после преобразования во вторую гармонику используется для накачки либо кристалла сапфира, либо параметрического усилителя чирпированных импульсов соответственно.

Основным достоинством стекла как инверсной среды является возможность создания активных элементов с большой апертурой, обладающих большой запасенной энергией и позволяющих работать при относительно малой интенсивности лазерного поля (ниже порога оптического разрушения) вплоть до энергий килоджоульного уровня в импульсах наносекундной длительности. Для накачки мощных усилителей на неодимовом стекле используются импульсные газоразрядные (как правило, ксеноновые) лампы.

Спектр излучения ламп достаточно широк, и на создание инверсии населенностей расходуется лишь незначительная доля энергии разряда, основная же часть выделяется в активных элементах в виде тепла. Сравнительно небольшая теплопроводность неодимового стекла значительно ограничивает частоту повторения импульсов накачки. Градиенты температуры вызывают появление напряжений в активной среде. Принципиальным ограничением является разрушение активного элемента при превышении порога допустимых упругих напряжений. Однако на практике работают при частоте повторения импульсов значительно меньшей предельного значения, соответствующего порогу разрушения активной среды. Если промежуток времени между импульсами накачки меньше характерного времени остывания активных элементов лазера, то постепенное накопление в них тепла и увеличение перепадов температуры вызывают значительные изменения поляризации и фазы излучения, поэтому интервал между импульсами накачки обычно выбирают больше времени релаксации температуры в активной среде, которое, например, для стержня диаметром 10 см составляет порядка 40 минут. В связи с этим в существующих петаваттных установках, использующих неодимовое стекло, и во всех мультипетаваттных проектах частота повторения составляет несколько импульсов в день, что сильно снижает эффективность научных исследований и ограничивает возможности практического применения петаваттных и строящихся мультипетаваттных лазеров, вследствие низкой скорости получения экспериментальных результатов. Отметим, что тепловые эффекты могут быть связаны не только с накачкой в усилителях, но и с поглощением лазерного излучения в оптических элементах. Это явление характерно для лазеров с высокой средней мощностью (порядка 100 Вт и выше). В установках с высокой пиковой мощностью, о которых шла речь выше, роль теплового самовоздействия лазерного излучения невелика. Даже в режиме высокой частоты следования импульсов (порядка 0.01 Гц) средняя мощность излучения будет меньше 10 Вт, что существенно ниже мощности тепловыделений в результате действия накачки. Далее мы будем принимать во внимание только нагрев активных элементов импульсами накачки и пренебрежем тепловым самовоздействием.

Можно выделить три основных тепловых эффекта, приводящих к поляризационным и фазовым искажениям излучения: линейное температурное расширение активного элемента, температурное изменение показателя преломления и фотоупругий эффект. Явление фотоупругости приводит к появлению анизотропии даже в изначально изотропной оптической среде (стекле, кубическом кристалле; в жидкостях и газах эффект отсутствует), что выражается в появлении двулучепреломления. Лазерный луч в активной среде распадается на две собственные линейно поляризованные волны,

причем как ориентация поляризаций собственных волн (в стекле это направления вдоль и поперек градиента температуры), так и разность набега фаз между ними зависят от поперечных координат. В итоге излучение на выходе активного элемента становится деполяризованным (под этим термином мы будем понимать изменение поляризации в лазерном пучке от точки к точке поперечного сечения, при ее постоянстве во времени, а деполяризацией будем называть превращение однородно поляризованного излучения в деполяризованное).

Средние по двум собственным волнам фазовые искажения излучения называют тепловой линзой (это понятие объединяет как эффекты линейного теплового расширения и зависимости показателя преломления от температуры, так и изотропную часть фотоупругого эффекта). Результаты исследования тепловой линзы в различных средах подробно описаны в литературе [31-44]. Рассмотрены случаи как боковой [35-40], так и торцевой накачки [41-44] активных элементов различной формы (диски, слэбы, стержни).

Теоретическое и экспериментальное изучение термонаведенного двулучепреломления началось практически сразу после изобретения лазера [34, 45-47] и продолжается в наше время. Достаточно хорошо термонаведенная деполяризация исследована в неодимовом стекле [33,48-51]. Однако в публикациях, посвященных работе установок с энергией импульсов порядка 100 Дж и выше, вопрос о термонаведенном двулучепреломлении практически не обсуждается. Например, в статье [52], посвященной лазерному комплексу OMEGA, говорится о менее чем 3 % поляризационных потерь во всей установке. Такая ситуация типична для разовых систем, в которых не происходит накопления тепла в усилителях от выстрела к выстрелу, а нагрев активных элементов одиночным импульсом накачки в области, занятой излучением, достаточно однородный и, следовательно, не приводит к сколь-нибудь значимым упругим напряжениям. В настоящей диссертации приводятся результаты исследований термонаведенных поляризационных и фазовых искажений излучения в импульсно-периодических (период повторения импульсов порядка минуты) режимах работы мощных широкоапертурных стержневых лазерных усилителей на неодимовом стекле (диаметры от 4.5 до 10 см) [5356], и предлагается оригинальный метод, позволяющий определить максимальную безопасную частоту повторения импульсов [53-57].

Механизмам разрушения материалов вследствие высокой термической нагрузки посвящено множество работ [58-63]. Проведено достаточно полное исследование термической стойкости лазерных сред [31, 64-67]. В частности, в работе [68] сделан подробный обзор измеренных термомеханических и термооптических свойств лазерных стекол, активированных неодимом. Однако весь этот накопленный материал не позволяет

в полной мере рассчитать предельную частоту повторения импульсов в конкретной лазерной установке. Основную сложность при нахождении термонаведенных упругих напряжений в активном элементе представляет определение в нем градиентов температуры. Обычно при рассмотрении стержневых активных элементов, охлаждаемых вдоль образующей, профиль температуры считается параболическим [31] (строго говоря, парабола не является решением уравнения теплопроводности в цилиндрической геометрии, а лишь аппроксимирует для удобства теоретического рассмотрения частное решение в виде функции Бесселя первого рода нулевого порядка). Однако истинное распределение температуры может быть достаточно сложным, и для его нахождения требуются достаточно точные измерения. Прямые методы измерения, такие как ультразвуковое сканирование, использование терморезисторов или полупроводниковых температурных датчиков, дают информацию либо о средней температуре в элементе, либо о локальном нагреве его поверхности вне апертуры лазерного излучения. Существует бесконтактный метод определения распределения температуры поверхности тела, основанный на применении инфракрасных камер - тепловизоров. Однако эти устройства хороши для качественных наблюдений теплоизлучающих тел и плохо подходят для точных количественных измерений. Практически тепловизоры измеряют не истинную, а яркостную температуру, соответствующую излучению абсолютно черного тела. Для определения истинной температуры важно точно знать коэффициент теплового излучения объекта, что является достаточно сложной задачей. В диссертации предлагается новый метод определения распределения температуры в лазерном активном элементе, основанный на измерении распределения степени деполяризации излучения, проходящего через элемент. Восстановление профиля температуры позволяет не только рассчитать термонаведенные упругие напряжения в активной среде, но и найти фазовые искажения излучения.

В последнее время в мире наметились две основные тенденции развития петаваттных систем. Первая связана с увелич�