Нелинейно-оптические методы управления параметрами лазерного излучения и их измерения тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

РГ6 од

< п ...----: АКАДЕЖЯ НАУК БЕЛАРУСИ

____________________ИНСТИТУТ-ФИЗИКИ им.В.И.СТЕПАНОВА----------- ------

На ¡травах рукописи 1£г.с.1а2 Стаиолавович

НВЛИНЕЙНО-ОПТКЧЕОНИЕ МЕТОДЫ УПРАВЛЕНИЯ ПАРАМЕТРАМИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И ИХ ИЗМЕРЕНИЯ

01.04.05 - оптика

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в форме научного доклада

МИНСК 1993

Работа выполнена в Институте физики им. Б.И.Степанова АН Беларуси

Официальные оппоненты: академик АН Беларуси

А.М.ГОНЧАРЕНКО член-корреспондент АН Беларуси

А.А.КОВАЛЕВ

доктор физико-математических наук, профессор

Л.М.ЕАРКОВСКИИ Ведущая организация: Институт кристаллографии РАН

Защита состоится

1993 г. в

— часов

заседании специализированного совета Д056.03.05 Белорусского дарственного университета (220080, г.Минск, пр. Ф.Скорины, 4, главный корпус, к.205).

на госу-БГУ,

Автореферат разослан

43'< ^

1993г.

Ученый секретарь специализированного совета кандидат физ.-мат.наук, доцент /У/

В.Ф.Стельмах

аарактег:;стш{к работ 1'

-- _Актуалыюсть_ теш. Одной иа - ипптпалытшг -тттюблдм- повременной

н кпглгаипц яг.""'; сл ^лч^кз^а получение косного

пурротроцззз'югс- ци чцс'^сгс ^-¿{йг-л'а амучшад. ргвош; дшшзЛ проолекл поплйкло .¡ъ оллсл ¡¡л^вппи; фундаментальных

прэдстшсегсЛ ой осчмгют озкоиея-л?».'«?.;* рпагоострьдарпл лзяернпгл

ИЗЛУЧЙНИЯ Я КТИПТЯЖПЯТ. тяте н тип/шря ппттиаиио шттгпрп

пл -!V ¡; ,г<-;л;н гг",",скопил;

..тисфиры»

дивгноотвдэ плавки и многих других. Она послугама мощным импульсом

Г г-,- т -------.— «м^и»»»]!»« «^-^Ч^ Л «¿и^игши жиилл.

оптических явлений в анизотропны*, диспергирующих, поглощающих однородных и неоднородных средах, а такка в средах, подверженных воздействию внешних факторов (электрических, магнитных, световых и ультразвуковых полай, механических напряжений, теплового воздействия и др.). Одновременно наследовались закономерности преобразования чаототы лазерных пучков со сланной пространственной и временной структурой, разрабатывалась теория нолшгойного вза"модэЙствия с учетом яксптсекскст'а " ягйппгстггятттг.тт: ~,'чков к

''•.и^льаоп . н 1; -тггпг! :"■:,-;•.!".'" г:.-,. 1 ¡¡¡лг'тлч'ллхс 31 ь;1; — 511,

слизалпсл- г,сит<0!!1. ¡^линей-к; >стрэЗси* лл;;

ЛУССЛШЬй^К'/ЛЛЛЗЛо ^¡^'(¡ОрМй.ЛГ-ч:г уч«ТСЛ* СВОЙСТВ ••ччподьзуекчх. «.« х«р?км|й«т:*. игосоозэдеаогс кзлушхя, создгат •л'тидо!; досжеть: т-азопого с^их^пя-кг;. игслАлош*.;-«- г.»хвтгг»п»» нелинейного изйи.юдвйптвкг; й пуло'рааорлт^я излучений кы « цель» гголучвния п>-!нор. !'. ,:»ч;ул> с зэлэгннми спектраяыиш, прострэнсгп:*;;и(-л«й и псраздтрзди. тек к о иельв получения

сввдвний о физических свойствах" исшльзуешх нелинейных сред и г.г.рсктбрпсшзх сптачяокогл вдлуыпшя.

Актуальность зтйх исследоБ?ктЯ и ощедшию вчйор теш настоящей диссертвционноя работы.

Цель» работы является: исследование недостаточно изученного до ее начала нелинейно-оптического преобразования частоты лазерного излучения ь кристаллах с учетом реальных пространственных, поляризационных и спектральных характеристик преобразуемого излучения и физических параметров анизотропных нелинейных сред; оптимизация работы нелинейно-оптических устройств преобразования частоты и получение на этой основе мовдого лазерного перестраиваемого УФ излучения; развитие применений методов и

устройств нелинейного преобразования частоты для управления спектральными, временными и пространственны?® характеристиками лазерного излучения и их измерения.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней впервые установлен и изучен ряд новых закономерностей распространения лазерного излучения в нелинейных кристаллах( разработаны апаооби оптимизации нелинейных процессов преобразования чаототы лазерного излучения в кристаллах и предложены новые метода о использованием нелинейно-оптических, явлений для измерения, а также управления параметрами лазерного излучения» а именно:

1. Рассчитаны и измерены енергетические и углов- " характеристики процессов удвоения чаототы расходящихся лазерных пучков при неколлинеарном взаимодействии. При этом показано, что меньший по сравнению с коллинаарным взаимодействием волн к,п,д. преобразования обусловлен характером распределения фазоЕой расстройки р области нелинейного взаимодействия, В уоловиях выполнения векторного синхронизма получена и исследована генерация второй гармоники в кристаллах классов 6,4,6ш и 4ш| при П-ом типе взаимодействия волн, реализована и изучена одновременная генерация второй и высших гармоник, суммарной и разностной чаототы в нелинейных кристаллах со сравнительно невысоким двулучепреломлением,

2. Проанализирован характер фазовых соотношений взаимодействующих волн за счет нелинейного набега фаз при удвоении частоты лазерных расходящихся пучков в последовательно расположенных кристаллах. Обнаружены и исследованы особенности генерации второй, гармоники, обусловленные этим набегом фаз! искажение угловой структуры излучения второй гармоники, уменьшение (соаффициента преобразования и др.

3. Показана и экспериментально подтверждена возможность компенсации фазовой расстройки при удвоении чаототы излучения в кристаллах с наведенной решеткой показателя преломления. Получено соотношение мевду величиной фазовой расстройки и наведенным изменением показателя преломления, необходимым для такой компенсации.

4. Показана возможность преобразования в коротковолновую область спектра частоты сколлимированного излучения о широкой спектральной полосой, ограниченной областью прозрачности кристалла, за счет одновременно протекающих в кристалле фазовосинхронных процессов удвоения, а танке сложения частот соответствующих

комбинаций спектральных компонент преобразуемого излучения. Выбор этих комбинаций определяется дисперсией показателя преломления и ориентацией кристалла по отношению к пучку излучения. ----------

5. Для измерения спектрально селективных оптических потерь в УФ и Ж диапазоне спектра предложены многоходовая осевая кювета о нелянейно-отггетссккл вводом излучения в резонатор и новый метод внутрирезоначорной лазерной спектроскопии с применением процессов генерации суммарных и разностных частот. Изучено влияние различных факторов на чувствительность и точность измерений.

6. Предложен новый метод управления спектром и длительностью Генерации лазеров с помощью задающего лазера и размещаемого внутри рэасагдороа »тих лчччро» «(»«инеЯного кристалл, аролназначвнно!Ч» д.чя генерации излучения суммарной и разноотной частота. Показано, что в втом случав полосы усиления и генерации управляемых и задающего лазеров, срязаных нелинейным кристаллом, могут существенно различаться.

7. Предсказан эффект генераций переменного электрического поля при смешении в кристалле с квадратичной нелинейностью двух монохроматических световых волн различной частота»

Пр_ак.тдческая_зшу^ооть ■ I -Предложены с.ке.мн

нелинейного преобразования частоты, обладающие рядом преимуществ по сравнений с судастпукоинш:

- Схемы для одновременной каскадной внутрирезонаторной генерации второй и более высоких гармоник, а также одновременной генерации излучения суммарной и разностной частот в одноосных нелинейных кшсталлнх со сравнительно невысоким значенном двулучепсоломления (кристаллы типа КНР, АЛР. Ьио , ЫШ) и др.).

- Схема для реализации в кристаллах классов 6,4,6шт и 4тт П-го тиш фазовосинхронного векторного трехчаототного нелинейного взаимодействия волн; тем сами расширен перечень классов кристаллов, используемых для преобразования частоты.

- Схемц для внутрирезонйторной генерации второй гармоники, и в частности, высокоэффективная схема для оо-+э или ее-+о видов взаимодействия волн, в которой нелинейный кристалл обеспечивает одновременно гегсгрзцяя второР гармоники и ее вывод из резонатора лазера; в результате уменьшены до минимума пассивные потери резонатора.

- й'роксгголосш.'е нелинейные преобразователи для удаоения частота перестраиваемых лазерных ксгочникоз, оСвсаечивающие во всей

спектральной области существования фазового синхронизма минимальные потери на отражение при изменении углового положения кристалла в процессе его настройки на синхронизм.

2. Впервые получено мощное (сотни киловатт) плавно перестраиваемое в области 217-385 нм УФ излучение путем удвоения и сложения частот о использованием лазеров на основе сложных органических соединений.

Я. С использованием нелинейно-сщтцческих процессор преобразования частоты разработан ряд устройств и методов для управления спектральными, временными и пространственными характеристиками лазерного излучения и их измерения, в частноотй!

- Измеритель угловой расходимости Лазерных пучков на оонове явления интерференции поляризованных лучей в кристаллах о использованием нелинейных преобразователей для перевода изображения интерференционной картины в область чувствительности оиотемы регистрации.

- Измеритель малых оптических потерь на основе многоходовой осевой кюветы с нелинейно-оптическим способом ввода лазерного излучения в резонатор кюветы, в результате чего обеспечивается увеличение добротности резонатора кюветы и чиола проходов в нем излучения и тем самым повышается чувствительность и точноать измерений.

- . Новый метод абсорбционной внутрирезонаторной лазерной спектроскопии (ВРЛО), позволяющий ва счет нелинейно-оптических процессов сложения и вычитания частот использовать возможности ВРЛО в УФ и ИК областях спектра.

- Нелинейный ИК спектрометр двух типов на основе ап-конверсии, в одном из которых повышена (на 2-3 порядна) спектральная яркость принимаемого сигнала, в другом - вдвое увеличена угловая дисперсия.

- Новый метод управления спектральными и временными параметрами лазеров с помощью задающего лазера, резонатор которого овязан нелинейным кристаллом для генерации суммарных и разностных частот о резонатором управляемого лазера, при этом спектральные области усиления и генерации задающего и управляемого лазеров могут существенно различаться.

Основные положения, выносимые на защиту;

I. Установленные зависимости к.п.д. генерации, углового распределения и других характеристик излучения второй гармоники расходящихся лазерных пучков от характера фазовых соотношений

свзтовых волн в области их нелинейного взаимодействия (неколлинеорное взоимодейсгвие в одном кристплпе, коллипварное „взаимодействие в - тенями--кгтегчллоп4—ттря~разлйтпкх" "Параметрах лазерного излучения (мсздос.-ь, рпк^гтамсть, поляризация) и далинейнах иреоОрзгова'хзлаЛ ^¿Фолтианый коаЭДициент нелинейного РЗбК.'одеЙитвия, длина, геометрия водшгодейзткия).

?,. Теоретическое и вкспери-^нтплькое обоснование возкозшссха компенсации фазовой pnccTpof*"'* тгр? г>пзтг.ппк stoící! ¡ срглонкки в к^истадллх с наведенной реметг ¡¡рвлсмл'нюя, на которой

происходит брэггозская дифракция одной из взаимодействующих сватовых волн, За счет подбора величины наяйгтяннпгл !«>">»<>'>'*"

ПГ'О па^хткст (

3. Возможность фазовосинхронного преобразования в УФ область спектра частоты слаборасходящегося излучения с широкой спектральной полосой, ограниченной лишь границами прозрачности нелинейного кристалла. Реализация источников мощного перестраиваемого по частоте лазерного излучения в области 217-380 нм путем удвоения и сложения Частот лазеров на основе сложных оргайичэских соединений.

4. Увеличение чувствительности и точности измерения малых оптических потерь э УФ к К' областях опоктрп с помощью многоходовой осеьоЛ кюветы зв счет использования нелинейно-оптического метода ввода в кювету лазерного излучения нп преобразованной частоте.

5. Идея и обоснование нового ?штода абсорбционной внутрирезонаторной лазерной спектроскопии для УФ и ИК областей спектра, основанного на применении нелинейно-оптических щюцессов генерации излучения суммарных и разностных частот.

6. Мотод управления спектральными и временными параметрами лазеров с помощью задающего лазера, спектральные области усиления и генерации которых существенно отличаются, путем внесения на общем участке резонаторов задающего и управляемого лазеров нелинейного кристалла для генерации суммарных и разностных частот.

Апробация работы. Основные результаты работы содержатся в 34 научных статьях и 17 авторских свидетельствах. Материалы докладывались также на ряде всесоюзных, международных и межреспубликанских конференций, семинаров и школ: V, VI, VII, VIII и IX Всесоюзных конференциях по когерентной и нелинейной оптике (Кишинев,Í97Q; Минск,1972! Ташкент,1974; Тбилиси,1976; ЛенинградД978гг.); XVIII Всесоюзном съезде по спектроскопии

(Минск,1971г.); XII Всесоюзной конференции по акуотоэлектронике и квантовой акустине (Саратов,1983г.)¡ V Международной конференции "Лазеры и их применение" (ГДР, Дрезден,1985г.); XIII и XIV Международных конференциях по когерентной и нелинейной оптике (Минск,1988; Ленинград,1990г.); VI, VII и VIII Межреспубликанских научных семинарах "Лазеры и оптическая нелинейность", Вильнюс,1984; Минск,I986; Вильнюс,1987),

Личный вклад автора. Автором ооущаствлялоя выбор направлений исследований и постановка задач, определены пути их решения, Все описанные в диссертации исследования выполнены в I07O-I99I гг, при непосредственном участии и руководстве автора,

Структур и объем диссертации. Работа оформлена в виде научного доклада и состоит из введения, четырех частей, основных выводов работы, списков цитируемой литературы и научных работ автора по теме диссертации. В работе 92 страниц, теката, Включал 35 рисунков и 2 таблицы.

I. НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ НЕЛИНЕЙНОГО ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ЧАСТОТЫ РАСХОДЯЩИХСЯ ЛАЗЕРНЫХ ПУЧКОВ ПРИ ВЕКТОРНОМ И К0ЛЛИНЕАРН0М ФАЗОВОМ СИНХРОНИЗМЕ

Дисперсия и анизотропия оптичесних свойств криствЛлов приводит к сильной зависимости характера протекания процессов нелинейного преобразования частоты от спектральных и пространственных параметров преобразуемых лазерных пучков. Все физические эффекты, связанные со спектральной шириной, модовым составом, расходимостью, пространственной структурой и Поляризацией лазерного излучения, непосредственно определяются фазовыми соотношениями между взаимодействующими волнами.

I.I. Генерация второй гармоники расходящихся лазерных пучков при векторном синхронизме

В процессах нелинейного преобразования частоты необходимо, как известно (I*, 2*), обеспечить выполнение условий фазового синхронизма взаимодействующих волн. В случае генерации второй гармоники (ГВГ) условие синхронизма запишется;

I? = £ КН,П. 'Г '

^н п " ^а + Кр ~ Е0ЛН0В0Й вектор еолну нелинейной поляризации; а,

^-волновые векторы волн основной частоты, - волновой вектор

- свободного электромагнитного поля второй гармоники (ВГ); а, р, у-------

указывают поляризацию волн, н частности, обыкновенную (о) и необыкновенную (в) в одноосном кристалла.

На практике наиболее часто используется случай, когда волновые векторы взаимодействующих волн параллельны манду собой - так нвянввемчй коллинв врннй /¡щ («»ихрониэм. Неколлште арное

нелинейное взаимодействие световых поля, как обаиЯ случай, имеет более богата лозгаааосга в плана овоога практического применения. Специфика нелинейного преобразования частоты при векторном фазовом ЛЗУЧЗЛЗСЬ Л «к-^шищСскО^й х ■!>•, СхыСЦ'^ШОНс! »1

соавторов, Головая М.П. и Калинкшюй И.Н., ряда зарубежных авторов. Однако этот вид взаимодействия- используется только в некоторых специальных случаях. Например, в схемах измерения длительности пикосекундных импульсов, преобразования изображений из инфракрасной области в видимый диапазон спектра и др. Основной причиной этого является более низкий (примерно на порядок и более) к.п.Д. преобразования по сравнению со случаем коллинеарного фазового

В рг.ботр н;. гвг ¡"^¡тн.тг;-.!!)« п^ис^^'.м'ь ряда пырьчетрсв

КОДйиейШХ У.'пзчитс-.лчй ЧООГОШ !,^МвКТИ1;НиС1Ь 1ГО80брв&0Ва1Й!Я, критн1 'кк!ть крис-гаил* к угсоно:'! р^н-.г.уирог'ке, угловое распределении интенсивности ВГ ка модсс из кристалла > от расходимости преобра?уешх лчсзрпчг пушс;; нг « пчкэ.гш;ог|ркоч Хчзороч птхровлзми С1-43. Как оказолоеь, гфосграистяэк'ше параметры пучка задающего лазера игрвгт при от ом "прч^ичгюу»; роль.

1.1.1. Р#ектшшя> гпнйрац;!»! гармоники расходящихся

лазерных пучков при неколлинеарном фазовом синхронизме.

При иоколлкковрном нзккмолчПотвии 1: кг-кдой точ:;- нелинейного крлсталяй две р&ононбпрй5»х.вннне польн основной частоты Й1аи Й 3 генерируют волну на удвоенной частоте Ёа}/, которая распространяется,

например, при оо е виде взаимодействия по биссектрисе угла между

волновыми вектор?.-,огаювпих пот (Йт « 3 А ехр [1(1? - и Ш, где

Зт- единичный вектор поляризации, А,п(г*) = рт(?) ехр -

комплексная амплитуда, - действительная амплитуда световой

волны, (р - ее фаза). Считаем, что оптическая ось одноосного отрицательного кристалла и волновые векторы Й Й „ и Й „ лежат в

4 и | и г У

одной плоскости (плоскости хог, рис Л). В гео-метрооптическом приближении (4*] для некоторого парциального луча ЕР волновая расстройка в текущей точке г между волной нелинейной поляризации в втой точке и приходящей сюда свободной электромагнитной волной ВГ вапишется в виде [II!

созрсоз^], (2)

где X - длине! волны лазерного излучения; п(о - главный показатель преломления обыкновенной волны основной частоты; Яае - показатель преломления необыкновенной волны ВГ, согласно [3*1 зависит от угла б2б, под которым волна ВГ распространяется относительно оптической оси 00" кристалла (0а6= р'З; в°в- угол между центральным

парциальным лучом ВГ, распространяющимся вдоль оси 2, и оптической осью кристалла; р' - угол между выделенным и центральным парциальными лучами второй гармоники (-а<р'£а); 2а - угол расходимости взаимодействующих лазерных гомоцентрических пучков основной частоты; Д - угол между лучами основной частоты в точке г, причем ([д°- 2а) <Д< [Д°+ 2аЗ): р - угол между волновыми векторам волны нелинейной поляризации и свободной электромагнитной волны на удвоенной частоте в точке г. Углы вг6, Д, р в конечном счете выражаются через угол , расстояние 2д между фокусами (или источниками 8 и 5г) взаимодействующее расходящихся лазерных пучков основной частоты, расстояние х0 от оси г до точки на входной границе нелинейного кристалла, в которой зарождается данный парциальный луч ВГ, длину I нелинейного кристалла и значение текущей координаты г.

Наличие фазовой расстройки (2), как известно, приводит к пространственным биениям амплитуд ВГ и субгармоники по длине кристалла, а направление перекачки анергии между ниш зависит от соотношения фаз взаимодействующих волн. Изменение направления перекачки энергии происходит периодически после прохождения

Рис.1

^ = Iя [И - п

Л '■80 10

взаимодействующими волнами расстояния, равного так называемой длине когерентности [ 1*1.

¿^таз~шрдазнйя *{2ПшсгыввогГ'по'вехГЛпя цёнтральннх луч«3 лазерных пучков (Д а Д°) положить Лк = 0 (отсутствие волновой расстройки), то во всех остальных точках области нелинейного взаимодействия условие стщюнпома из-ал р&оходамоотя лазертох пусков основной чистота нарушаете;!. При жм наряду с во-шовоЗ. расс.'рсйкоЛ за счет язменошп и1 ту Л ;'гттту ;V"^;основной частоты, оуп^стиует и расстройка, ышшшл ртвллчго- п ориентации .тучей ?Г относительно оптической оси нелинейного кристалла (расстройка по Г?:: Д-".л луг- 2Г, сс—г^гзгс с ссь::

"СТ^С^СП Ни д —Т, П —„С -.»С 1 „.^ 1. ^

луча, а танке для боковых лучей ВГ увеличивается по мэре удаления от точки, где Лк = 0, как к входной, так и к выходной границам кристалла. Для всех боковых парциальных лучей ВГ расстройка по 6г0 сущеотвует и увеличивается по мере удаления от оси г. Анализ распределения волновой раостройки в облаоти пересечения пучков показывает, что условие синхронизма Дк=0 выполняется в лучшем случае только в одной точке для каждого парциального луча ВГ. Это должно иравслитъ к уь'онкзчнип »^(«•«•га'о.тг'.* лрчг.пгя И*Г по срорнеш'и г. ксл.'пшеарн'.'к птетмод^Ретг!;;0", Х-^тк'г-р ¡толковал

РСОСГРОЙКИ ТГ..(0П, что гея ЙНЯЛ'гГЧГ. ел сл/чвом ГВГ ггри коллигеарш»: взиамодействки сола а псодо.:;ы:о изодзоролноЯ валиной;-;«.! среде С4К]. Отсюда оледуот вок^с/.н.чотп честной юш-жсачии фыздьой расстрой«»' при яеколлинеерном ьзйиюдеЗствку. расходящихся лазерных пучков путем сдаздшгая в шшшеЯноч кристалле продольной неоднородности, обеспечивающей появление изменявшейся вдоль пйрциитыах лучей ВГ разатройки, ирепшополокиоа по знаку расстройке за счет изменения угла Д.

С учетом характера распределения разовой реолроЛки в облает.«, нелинейного взаимодействия и.чю.таены чистсеише расчеты [1-41 распределения мощности излучения ВГ цо сечению пучка как внутри, так и на выходе нелинейного кристалла при различных угловых параметрах взаимодействующих пучков, углях их пересечения, угловой ориентации и длине нелинейного кристалла, его местоположении относительно области пересечения пучков. При этих параметрах рассчитывалась также полная мощность излучения ВГ. Это позволило детально исследовать физику процесса удвоения частоты, установить причины сравнительно низкого к.п.д. удвоения частоты при векторном синхронизме. Показано, что для

получения более высоких к.п.д. необходимо выбирать небольшие углы пересечения Л° преобразуемых лазерных пучков внутри нелинейного кристалла. С увеличением угла пересечения следует добиваться меньшей расходимости лазерных пучков. Последнее требование является более жестким, чем в случав коллинеарного синхронизма. Существенным оказывается и выбор длины и расположения нелинейного криоталла относительно области пересечения лазерных пучков основной частоты, При увеличении угла А0, а также угловой расходимооти лазерных пучков путем соответствующих уменьшения длины кристалла и его смещений навстречу падающему лазерному излучению можно добиться существенного увеличения к.п.д. процесса ГВГ.

Изучены некоторые угловые характеристики процесоа ГВГ при векторном синхронизме. Обнаружена аномально слабая критичность процесса ГВГ к угловой разыостировке криоталла £2,4). Так называемая угловая ширина разъюстировки может составлять для кристалла К№ 15-20°, если излучение ВГ генерируется под углами, близкими к 90° по отношению к оптической оси кристалла. Дяя коллинеарного синхронизма в этом случав угловая ширина синхронизма не превышает угол расходимости лазерного пучка (которая составляет обычно от долей до нескольких десятков миллирадиан),

Исследован характер распределения интенсивности ВГ по сечению пучка в дальнем поле. При этом в противоположность 16*,6*) показано, что существуют условия, при которых наблюдается угловая структура ВГ в виде полос (3), имеющая отличия от случая коллинеарного фазового синхронизма.

Основные найденные закономерности подтвервдены экспериментальными исследованиями.

1.2. Использование векторного фазового синхронизма для оптимизации процессов нелинейного преобразования частоты в оптически анизотропных средах

При нелинейном преобразовании частоты излучения заданных лазерных источников с использованием векторного синхронизма открываются более богатые возможности выбора взаимной ориентации волновых векторов и векторов поляризации взаимодействующих волн по отношению к выделенным, характерным кристаллографическим и крииталлооптическим направлениям в нелинейном кристалле. Вследствие этого могут быть реализованы новые типы и схемы нелинейных

взаимодействий, позволяющие улучшить некоторые определяющие параметры нелинейных процессов преобразования частоты.

— -------1.2.1. Метод осуществления нелинейного преобразования - чяототн

различно поляризованных волн в кристаллах классов 6,4,бгдт, Дм при векторном синхронизме.

Одноосные кристаллы указанных, классов в области их прозрачности обычно используют для преобразования частоты, если только С(?у№,вСТНЛЯ9?ЛЯ Н^Л'ШеЙНОв ЧЗЯЯЧОДВЙСЧТЛ'Я двух обнкттоютптж К нвоОнкпоЕеняой волн (ток нбзнввемчй I тип вз&имолейотвич вода). 7ли видов трехчастотного взаимодействия, а которых участвуют две необыкновенные и одна обыкновенная волны (II тип взаимодействия).

Оа&ЖхНШШп КОЗицшШШНТ НбмЗНдпЯОГО БооймОйбиОГпИй и Н «ОО'гИН'гО.'! НИ'«

с [8*1 обращается в нуль. Так как мощность преобразованного излучения пропорционально с!2, то II тип взаимодействия на практике не использовался.

Если частоты взаимодействующих волн попадают на край полосы поглощения нелинейного кристалла, то известные условия Клейнмана нарушаются, и в этих, кристаллах возможен 11-ой тип • заимодействия С8*,9*,10*]. Однако величина г! в этом случае на несколько порядков меньше <1 для 1-го типа.

В области прозрачности кристалла утверждение о равенстве с! ну;:« оказывается верным для коллиненрного и частного случая векторного синхронизма, а именно для случая, когдгз волновые векторы трех взаимодействующих в кристалле волн и оптическая ось втого кристалла расположены н одной плоскости.

Для всех других возможных расположений в пространстве волновых, векторов и оптической оси кристалла й для 11-го типа взаимодействия отличен от нуля 15) и кокет быть сравним с с1 для 1-го типа. Максимальный эффект достигается, если плоскооть, содержащая волновые векторы взаимодействующих вода (обозначим ее 0), перпендикулярна плоскости И, в которой расположены оптическая ось кристалла и волновой вектор преобразованного излучения. Подобная геометрия нелинейного взаимодействия в кристалле приводит нак для 1-го, так и для 11-го типа взаимодействия к существенно отличающимся от приводимых в С8Ч] вырпжениям для 6. Эти расчеты при О 1 й были заполнены для всех существующих классов одноосных кристаллов, используемых для ГВГ, а также' суммарных и разностных частот. Выражения для с! получены как для случая, когда условия симметрии Клейнмана выполняются, так и для случая, когда они нарушаются.

Таким образом, для случая накодлинеарного взаимодействия волн, когда плоскость 0 перпендикулярна плоскости В, показана необходимость введения поправок в выражения для раочета с1, а также возможность аффективного использования всего многообразия кристаллов классов 6,4,6 ш и 4 гот для нелинейного преобразования частоты при II-ом типе взаимодействия волн.

Например, для широко используемого кристалла йодато лития, относящегося к класоу 6, выражения для с! при ГВГ запишутся: - для коллинеарного оо-»е вида взаимодействия!

- для векторного оо-»е вида параллельна плоскости Й):

^ = 51п В0' !

взаимодействия (плоскость 0

а = х Г 1

Л1 в а'

Га = БЩ 0^еСО5 6

- для векторного ое-»е вида взаимодействия (0 1 К ):

(1 =-у I в :

Г

бш В' соэ в' 6

I & не О

Здесь 1дбс = (па0/пге)Чд8с;

+ СОЗ 6.

в - угол фазового синхронизма при оо+е

коллинеарном взаимодействии волн; п

I О"

аО*Пг$

главные значе-

ния обыкновенного и необыкновенного показателей преломления на основной и и удвоенной 2о частотах соответственно; 1дб'е=(п 0/п е)Чд0

(пг0/пге)21д9ге; 8гВ.в1е- углы мвиду оптической осью кристалла и волновыми векторами БГ и необыкновенной волны частоты и соответственно; 6о и <5е - углы между проекциями волновых векторов соответственно обыкновенной и необыкновенной волн основной частоты

на плоскость Р, перпендикулярную оптической оси кристалла, и проекцией волнового вектора ВГ на ету плоскость; 6 = бо + <5е. На рис 2 приведены результаты чио-ленного расчета функций (кривая 8), Гв(кривые 1-4) и Гз(кривые 5-7), выполненного для йодата лития для ГВГ излучения в спектральной области 0,9-6,0 мкм (при фиксированных значениях 6 „ для векторно-

Г)

го синхронизма; 0а6= 30

50°(2,6); 70°(3,7)Г90°(4); » О при 6ге= 90°). Из приведенных

результатов следует, что при определенных условиях ое-»е вид векторного, взаимодействия сравним по эффективности с оо-»е видами коллинеарного и векторного взаимодействия.

В i 51 получены также выражения и проведены на примере кристалла йодата лития численные расчеты основных характеристик нелинейного взаимодействия для предложенной геометрии: угловых 69 и бА и спектральной 6\ ширин синхронизма. Расчеты показывают, что выбором углов в и Д° в такта длины кристалла L можно изменять значения 68, 6А и 6Х в широта пределах и при заданных параметрах лазерного излучения (длина волны, расходимость, ширина спектра) приблизить щу>>1огп иц.«иннА(Н>1-о ьоаофагсгггш к оптимальному режиму.

Выполненные экопородштгльпхс ГпГ ь кшит&лле

LiJ03 подтвердили возможность осуществления с высокой эффективностью ГВГ при ое-»е виде неколлинеарного взаимодействия волн по предложенной схеме. В эксперименте использовался моноимпульсннй неодимовый лазер, генерирующий неполяризовешое излучение с V^ = 0,07 ЛЯ, ги = 35 не, сечением пучка 4 мм, и нелинейный кристалл LiJ03 длиной 15 мм. Энергетический к.п.д. удвоения частоты при ое-»е векторном взакздзЯствии (плоскость О J_ R ) составил 0,2'/.. При ГВГ в

)Д.'.1г'| вн.-: ! . "Л'Я; ■..•ТЛНЧЛП ОТ MVh: S' ''>'->,";' :п; у.-ч'.М'Лг ;:.-гг/.т!1,

(.•.'.''.iVipun К.П. Д. СОСТ;;!';;:: J! и, 003%.

"сслсдсч(сна и (ч'-ькснечэ дайнмич^ углового распредели!!»™ ж'.нучеия рг при повороте «-линейного кристалла, ь котором наглядно проявляются все шииоаиый тины взаимодействия волн к способы фазового согласования. С этой целью применялся метод, предложений в работах Криво-цекоов Г.В. и Строганова В.И., для наблюдения углового распределения ВГ, получаемой h результате нелинейного взаимодействия сколлимированого пучка излучения основной частоты с частично

а)

Рис.3

б)

рассеянным на дефектах передней грани нелинейного криствлла излучением той же частоты, На рис.З показано распределение интенсивности ВГ в двух кольцах, образованных двумя полудугами, возникающих при ое-»е виде векторного взаимо-

действия каждого из двух пересекающихся в кристалле лазерных пучков с рассеянным на передней грани излучением основной частоты. Максимальная интенсивность в полудугах соответствует предложенной схеме взаимодействия (т.е. Q 1 R ). Интенсивность ВГ на кольце равна нулю,когда Q II R. Яркое пятно на рио. 36 соответствует фазовосогласованной ГВГ при векторном ое«е взаимодействии двух сколлимированных лазерных пучков.

1.2.2. Одновременная генерация излучения второй и высших гармоник, суммарных и разностных частот в одноосных кристаллах о использованием векторного сихронизма.

Каскадные процессы генерации высших оптических гармоник енергетически более выгодны да сравнению о прямыми. При атом каскадная генерация третьей .и четвертой гармоник может осуществляться как в нескольких, так и в одном £ 11*3 нелинейном кристалле. В последнем случае, однако, необходимо удовлетворить условиям фазового сихронизма для всех одновременно протекающих трехчастотных нелинейных процессов. Согласно С 11*1 это осуществимо только в кристаллах с достаточно большим двулучепреломлением, До недавнего времени til*) была единственной работой, в которой рассматривались такого типа процессы, йз воех известных искусственно выращиваемых нелинейных кристаллов вышеуказанным условиям удовлетворяет только двуосный кристалл оксалата аммония.

В 16,71 предложен способ осуществления в одном нелинейном кристалле одновременной генерации второй и третьей, а также второй и четвертой гармоник, позволяющий значительно снизить вышеназванные требования. С этой целью в работа использованы оптические элементы, состоящие из фазовых криствятачаских пластинок и глухих зеркал и позволяющие изменять в нелинейном кристалле поляризацию взаимодействуюцих волн. В результате появляется возможность осуществлять одновременно ' взаимодействие волн при векторном и коллине арном сихронизма с более разнообразными комбинациями типов поляризации. Выбор соответствующих типов взаимодействия позволяет значительно снизить требования к величине двулучепреломления нелинейных материалов. В качестве их. могут применяться кристаллы даже КДР, АДР, Ш0з, LiNb03 и др. с относительно невысоким значением двулучепреломления. Предложенные схемы были реализованы на эксперименте. При генерации в кристалле КДР одновременно второй и четвертой гармоник (в обоих случаях оо-»е виды взаимодействия) были

получены к.п.д. преобразования соотвэтствзнно I и ТОН (на II-он каскаде - коллшгаершШ сихрокиян). Исходнуй ларврннй источник -~ лазор" на • алг*я-нттр!«?"м • гр«яяти - «мел при втом параметры: — УГ.... я ..2.. КГ* Дч, ту - 1Г>.;-?0 п«, рясхопш'осгь " 2', частота повторения 10 Гц .

При кяокодной пжеретт третьей гарчошки (на 1-ом п П-ои кэскодах «хмо вид вопторчого рлчияг.дойотеая} по втп:»м кос»яд«

ТТЛ.Л'"?";" 7"„Т7.Л "^"^««члпииип та 'Э-Ш гирмпии««

ь ¡л льсЛьчГ. " ЛЛ'ЛЛ Л ТЛ')Т!т-■ лрупл-

однииреманно цротопамцйс» ^роцу^См Нойшй«йоха ирзабрз-овзнал чяптптн. Я твультвта поиска таких процессов оказалось, что в

кииП'гн.н.миа О I г | тг.;VI!п.мпошиинши ¡.* ... .-г-7 ЛЛ.'ЛГ.*"" ,

Таких как Ш0г, ваБе, АдзА55э и др., могут быть осуществлены одновременно процессы генерации излучения суммарной (ы + ма = ыэ) и разностной (и - ыа = «4 )чаотот 18]. Векторный фазовый сихрояизм для этих процессов

рчпо.рняетоя п строкой ппвктряльной области. Например, в кристалле

I ; !" V"-.""'"'' >"*,■*: ЛЛЛи лгггггпт-гпГ"

<■■■• 1 „ . 1 • '' :1," 'Л . - ■ м Л: 'Л' - - : ■ . " .¡и*1' г ¡¡'¡л

1 ' ... - ....

V '"л "-'. "Г.......Г';,"'' Л'-'^С'"" » К!ТГ! --

см гллглгн ^лМ'г.

о 1 '""'л- .....: V: 1С!С::Л\'ЛРЛ,

А ЛЛ-Ч:'Лчу-'Л-- ' ' .-Л'Л-. л.''лслл; глстослг-

¡'•'V,- - ';;.л'.лг-.лл:л¡лчлолст 0''г,,!;

Кр:ТС;1Г':Л , ' Л V ' .•■,•..• .. ... ч (/ т-.. ч СЧСЧ;гРу

ум^чьшш*. ,'^шси.;, а лил,—ноля для гвугоог-Н''

тю&илей лазерных пучкой на основных Частотах и, и ы„ получены также

ллс гл .

Возможность реализации таких процессов подтверждена экспериментально. В качестве исходных источников использовались мпнпимпулъпннй няопимовый лазай и ВКР-генвштор на сжатом водороде,

воэбулда.лл л иллуч-ыь'.'. с; х 1 ,гг> укч и гекеиллученм «ь хюрвой сюксоеой к<ч'1Швтз о - 1,8? ккч. На я9линйй:т>Ш кристалл йодатв лития длиной I - 40 мм пол ооотвчтетнувдими углами к оптической оси и одой к лругему нлпрлвляллсь два укйзеьннх пучка с энергией 0,2 Дж на \ = 1,06 мкм и 0,02 Дж на х =1,89 мкм.

Длительность импульсов ти = 40 не, раохойадосуь - 10',

Тщательная корректировка положения кристалла и направления распространения в нем пучков основной частоты позволила достичь энергии преобразованных излучений на суммарной = 0,68 ыкм) - Уа = З'Ю^Дк и на разностной (Х4 =2,41 мкм) частоте - У+ =•= 3 Ю"4Дя<. Это составляет по мощности несколько десятков киловатт, аналогичный результат получен и при численных расчетах полной мощности излучений на суммарной и разностной частотах.

I.3.Удвоение частоты расходящихся лазерных пучков р последовательно расположенных криоталяаи

Эффективность процесса удвоения частоты монохроматических расходящихся лазершх пучков при колпинеарном взаимодейотвии волн ограничивается наличием фазовой расстройки ¿¡к для боковых лучей в пучке, распространяющихся не в направлении фазового синхронизма, Наличие расстройки приводит, как и в случае наколлинеарного взаимодействия, к пространственным биениям амплитуд ВГ и субгермоник по длине кристалла, направление перекачки внергии между которыми зависит от соотношения фаз,

В работе 1впервые было предложено о целью компенсации обоя фаз взаимодействующих волн применять в качестве преобразователя частоты блок кристаллических пластинок, толщиной в одну когерентную длину каждая. Пластинки повернуты друг по отношению к Другу так, чтобы фаза волны нелинейной поляризации при перехода из одной пластинки и другую Менялась скачком на п, В 113*1 рри внутр!фезонаторной ГВГ исследовано влияние воздушного зазора между нелинейным кристаллом и ближайшим к нему зеркалом лазерного резонатора на эффективность преобразования частоты. Так как при внутрирезонаторной ГВГ систему "нелинейный кристалл-зеркало" можно заменить эквивалентной схемой в виде двух последовательно расположенных нелинейных кристаллов, идентичных первому, то предлагалось за счет дисперсии воздушного промежутка между кристаллом и зеркалом и выбора его толщины изменять соотношение фаз между волнами основной и удвоенной частоты и управлять тем самым направлением ГВГ на обрвтном проходе через кристалл.

Наконец, в [14*1 и последующих работах еда авторов был предложен метод подавления процесса перекачки энергии ВГ в основное излучение в боковых лучах расходящегося лазерного пучка путем

опре^ленш.'м о,:;;:./т :: : в-:^' "-.".огь, что

твпоуфйп ТОТ1 -в ччпгпй пип'Рйиа - пгтапп ПОЙТИ« ня топит Пй ТШЧИИЛМИ,- нп и -

1ТС1Г»П1лН111 МП» ШТГ>ЛШТТ01ЛЛ^ тпяуппштопу игзотгилкоЛпфИТ/атг 1эп гго тз птмпг

1_Г71 Г/

А,сг \

л Л' и

т

и^Ллдоии ирииираоиаагшп

частоты СУЩОСТВ8ННО0

I

I шт/ииш идлеллхиии х

ГЮрСИЯ и толщина воздушного ироглзмутко мзялу кристаллами.

Был шполчон тпк.те ряд экспериментальных исследований. Для И случая взаимной ориентации

десятков и сотен МВт/с?!1) вчигруя по еКяктнвности ПЗГ уменьшается,

В дашюй работа выяснены причини этих явлений и дана физическая интерпретация результатов численного расчэта и эксперимента по ГВГ в последовательно расаолзьсзшшх кристаллах з условиях сильного

- :' г зпс--' '.".'. " .' ■ .'ГУ.""- ■

ттпооп ттатпШТЯр Ттпоитяфг. Т/ ТТ _ ТТ ^ ТЧЗР Ч тжгч/ пьмттгтт ^гч^тпутп.п ^пвдппптатптто

1.3.1; Эффективность генерации и угловая структура ВГ при удвоении частоты лазерного излучения в последовательно расположенных кристаллах в условиях сильного енергообмена.

При рассмотрении ГВГ использована известная система укороченных уравнений, в которой уравнение для обобщенной фазы заменялось на два эквивалентных уравнения, описывающих изменение фаз волн основной и удвоенной частот. Для оо-»е типа коллинеарного взвимодайотвия а плосковолновом приближении система укороченных уравнений для

действительных амплитуд и фаз имеет вид;

Ф

в " МоР»евАМ - ¿,0.р1е!

Ж- * - <,мсР|р)*сР.вг,ю?в!» .

I - »кач. + 2ртл, _ + ^мн, -

где р|0, о-(<1, <5)о и <э?е, <тав, <5а6- адштуды, коэффициент« нелинейной связи и коэффициенты поглощения для о- и е-волнна частотах ы и 2ы соответственно, Ф - обобщенная фаза процесоа ГВГ? р?^1 И Р^а"" линейно изменяющаяся о расстоянием г часть фаз волн основной и удвоенной частот (р^1' = (2л г^/ )г]; и рНдЛ - нелинейные части фаз этих волн» определяющиеся замечанием щ амплитуд; I 04 -начальное значение обобщенной,фаан н^ входной грани кристалла,

Для численных расчетон попользовалась известная методика, корда расходящийся пучок разбивался на ряд Лучевых трубок, для каждой из которых решалась система (б), Считалось, Что центральный луч лазерного пучка распространяется вдоль направления Тонного -фазового синхронизма.

Система решвлась. численно на ЭВМ БЭСМ-6 при начальных условиях на входе в первый кристалл; р,.»-о)-Р|в? Рге(2^0).0;

Начальными условиями при интегрировании системы для второго кристалла являлись решения этой системы на выходе первого. Линейный набег фаз в воздушном промежутке, на учитывался. В качестве модельной нелинейной среды рассматривались два кристалла Ш03 длиной I = 2 см каждый, которые располагались соответственно случаям I и Ш на рис.4.

- г «нвл.- г„нал. 7,'jTl« ' Г2е

Рио.ба

о со Н6 л. гп не л.

g Т Ю «Т2е

qt-

-3

гО 1

г*-!

^ 1 а

о;, • ■

1

Ч

Глс. 5;''

(ге, отн.од.

2 -

5 Ю 15 20 дэ^гг.й.

Рис ,6а .

Результаты расчета в качестве

примера врц значениях плотностей

ксмюстк лазерного излучения ив

вком ь первый кристалл Г -- I

im* /ги3 и ь 30 MRt/пм* приведены

па рис. 5('з и б соответственно).

Криша 2 и I характеризует эйзк-

тиеноот?, Г5Г для случззв раскодо-

ирис галлон I и I". Поведение

нелинейных частей фаз взаимодейст-—нел .. нел ________

f «j« *vu+»hft. u«Mt>i у л т о U ~ ——---—

' . . - -V .•. — " — т—-г- -Т ~ ** .*» TT IT

lti\JLf i »i WA /ы/ииЬл »»fltw X 1

чая I дают кривые 3 и 5, для случая Ш - 4 и 6 соответственно (6 на рио ба совпадает с осью абсцисс). Уравнения (Б) решалиоь для некоторой выделанной лучевой трубки, отстройка от направления синхронизма для которой составляла 10 угл. се--•уи- ¡л;: .. что

,-■. г.г.л HV, г|;.-!','"и и ück'JL-

пог~ нму'пг-'.я (;:'.ср- госта

J.iUi . .fHeil^.IUR'.^iCh, ЧГ|,-:\\,

! О d -

sr,-,f(, ¡¡?л случап рост гриобрета-'-V ojiüecvr-tiitüo НЙЛКНОЙЬ;«':1. характер, 3". U ijy;if:01iiT к ГКиЧМТ^ЛЬПО^У ссои оОопчелноЛ фий» и как олмдстьи* (рии.56) сбраданшз направлений процесса ГВГ, т.а, к усилению суб: I..I ^¡а.-ОГЛЧН!.';1. ХарЕК-ТОр чл-'п'; no'jÄActiii'i калпн^лого набата

фаз и мощности ВГ для других лучевых трубок, ДЛЯ которых ДК а 0. Это ггаиводит к искажению углового

распределения ВГ на вихоле из системы нелинейных кристаллов (рис.5).На рисунке: кривая Г -углоЕое распределение ВГ на выходе первого кристалла, 2 и 3 - на

Рг, отн.ед.

выходе двух кристаллов для I и III случаев ориентации' соответственно. Риа.ба соответствует Р в I

МВт/см*, 66 - Р( = 30 МВт/см" , В частности, как показали расчеты, для обоих случаев расположения кристаллов происходит сужение центрального максимума в угловой структуре, кроме этого, для случая III в центральном максимуме могут появиться провалы. Это приводит к тому, что с ростом плотности мощности основного излучения будет

1.0-

q5-

5 10 15 20 Д0,уг,с. Рис.66

происходить уменьшение выхода ВГ. Такие особенности ГВГ при сильном енергооОмене подтверждаются экспериментальными исследованиями.

В эксперименте использовалась установка С 9], представляющая собой задающий моноимпульсный лазер на олвмоиттриевом граните с увеличенной эффективной длиной резонатора (1,р= 1,8 м), генерирующий одну поперечную моду с расходимостью, близкой к дифракционной. Энергия в импульсе составляла 40 мДк, длительность 20 не. После двух каскадов усиления анергия импульса достигала 2Б0 мДн. Поскольку распределение энергии по сечению пучка после усилителей ухудшается , то с помощь» диафрагмы и согнутого зеркала с радиусом г =1000 см в пучке формировалось распределение интенсивности, близкое к гауссовому. Расходимость пучка варьировалась с помощью выходного телескопа. Для исследования угловой структуры и точности выставления кристаллов в направлешш фазового синхронизма использовалась телевизионная система на базе телекамеры "Электроника Л-50" и осциллографов 01-81 и С9-8. После выставления кристаллов, оценки параметров процесса ГВГ. подбора энергетических параметров лазера угловое распределение ВГ в дальнем поле фотографировалось с последующим фотометрированием изображения. В качестве нелинейных кристаллов использовались один и два кристалла йодата лития длиной 2 см каждый. На рис.7 показано получаемое в эксперименте угловое распределение излучения ВГ на выходе второго кристалла при I (кривая 2), 10 (3) и 20 №т/сма (4). Для сравнения на кривой I показано угловое распределение ВГ на выходе первого кристалла. Из характера кривых на рис.7 следует, что с ростом Р происходит искажение угловой структуры ВГ, а также уменьшение выигрыша р =

р отн.ед, а'

?

и

.;!■» г *> л

г

м-

3 10 20 ¡АВТ/см^" Рис.8

в эффективности ГВГ но* * выходе двухкристального. ггояобряяоввтеля по сравнению о од-

Ш);.1 криот яллол.

Рис. 8 характеризует поведение на еиспориодяте выигрыша V в Рффзктп-ькости процесса ГЗГ на выходе двух ияггинвйнит кшствллов по сравнению •л о';чо:;р'лс"1 альаич преобрагюсзтелрм а гли«а£сста от плотности тапное-ти падающего излучения для двух

ЧГГТГ»1ûûИ1Т* ТИМЛГМ *

угл.мин. (кривая 1) и 2 угл.мин. (?.). При этом оба кристалла выставлялись в точный фазовый синхронизм по схеме Ш на рис.4. Таким образом, экспериментальные результаты подтверждают то, что при сильном енергообмене, когда нелинейное нэ"дн«нин ¡Тля ВППИКОДСЙСТЕУЮ-¡:".п I- ".гоат;! онрелплн-

.•л:;.' ■ - 1,чг,ч

¡ул-1 -енота уги.+'.чмн г. езнтрз шггурч стиук':1'р'« Г-;Т' проигхалит еллькон уммшмнио лшптллиа г, в ОДмктшюсто ГЕГ Б ном щмобразоватоле о однокристальным.

.. «п^пот пп ОТОВИПИ

¡\ * Ио-РЛ РЬг/гч'

30 тВ'1/Ст5 црйКМ^АД! ОШЯУЮСКИй пробой кристаллов Ш0з). Данные эксперимента хорошо совпадают с результатами численного расчет«

[ II]. Из полученных результатов оледует ожидать, что оптимальное угловое положение обоих кристаллов, соответствующее низким уров-

др.ухкриоталь-1"ю сравнению Причем выигрыш и мннына пли

(при Г йоле«

уровням мощности лазерного иалуча-ния, когда два кристалла настроены на точный синхронизм, не будет обеспечивать максимальное значение функции т) при высоких уровнях Р,, На рио,9 представлены теоретические (а) и экспериментально полученные (б) зависимости выигрыша р в вффективности ГВГ в двух кристаллах то сравнению о однокристальным преобразователем от ве/ччины угловой отстройки Дб^второго кристалла от направления на точный фазовый синхронизм, При этом рао-ходимооть основного излучения внутри кристалла составляла 2'20". Кривой I соответствовало значение плотности мощнооти Р(«= 2 МВт/см", кривой 2 - 13 и кривой 3-20 МВт/см*. Таким образом, при сильном анергобмене для оптимизации процесса ГВГ по вффективности преобразования следует производить отстройку второго кристалла на некоторый угол Дб^ от исходного положения, когда оба кристалла были настроены на фазовый синхронизм так, что центральные максимумы в угловой структуре генерируемой или ВГ совпадали. При этом оптимальное значение отстройки зависит

от величины Р1 . Второй максимум функции п на рис. 96 появляется при отстройке второго кристалла на угол Дб®х, большой угловой ширины синхронизма в первом кристалле,

Следует, однако, иметь ввиду, что хотя с ростом Р( при заданных значениях длины кристаллов, расходимости лазерного пучка и =■ О выигрыш г? уменьшается, тем не менее энергетический к.п.д, преобразования во ВГ в последовательно расположенных кристаллах будет превышать к.п.д. в однокристалльном преобразователе, Это имеет место до тех пор, пока т) > I.

1.3,2. Оптимизация ГВГ в двухкрнсталльных и внутрирезонаторных преобразователях.

• При "" удвоении~ частота-- лазерннх источников со сравнительно невысоким значением выходной мощности в двухкристзлльшх .преобразователях обычно выбирают оптимальную толщину 13 воздушного промежутка между кристаллами (13*, 14*3. С увеличением мощности преобразуемого излучения из-за нелинейных набегов фаз взаимодействующих волн при ГВГ оптимальное значение Ц изменяется (123. Это означает, что при колебаниях выходной мощности лазера, а также при существенно неоднородном распределении интенсивности основного излучения по печению пучка для схем на рис.4 необходима корректировке й<»личины Ц. Однако полностьи сптж,з:зировать ГВГ такт способом невозможно. В (121 исследованы охемы, приведенные на рис,10, которые позволяют избежать влияния увеличения нелинейной части фаз взаимодействующих волн на эффективность процесса ГВГ.

Нелинейные кристаллы на рис.10 сориентированы так, что в кристалле П распространяется две ортогонально поляризованные волны ВГ, одна из которых генерируется этим кристаллом, второя-является результатом ГВГ в кристалле I, и онп участия в процессе ГВГ во втором кристалле не принимает. Схема на рис.ГОа предназначена д„:л г,о+0 (ига ев-»о) виде взаимодействия волн, схема 106 - для оэ-ш (или ов-*в) вида взаимодействия,Пластинка Р из гиротропиого кристалла обеспечивает за счет дисперсии оптического вращения необходимую ориентацию плоскости поляризации волн основной чаатотц и ВГ на входе во второй кристалл.

Так как ортогонально поляризованные волны ВГ Йао и Йг0 сноррвлированы по фазе через основное излучение, то складываясь на выходе кристалла П они дают в общем олучае волну еллиптической поляризации. В 1121 рассчитано распределение разности фаз между

волнами второй гармоники !Йва и Йа0 да сечению расходящегося

гз

_ I о р II ЯС -Я1

[ I/ II/ ({^»ммвЛу

О* т

I о ^т х I

■о »;?'*■

' ^г^']___1

-г/ Р -И и А

' / к1-'

о -'г

¡,х

"'в?

J__

Рис,10

лазерного пучка. Экспериментально подтвержден характер рассчитанного распределения. Показано, что нелинзйшй набег фаз вэвшодэйствушщх волн в этих схемах влияет лиаь на поляризацию результирующей волгш ВГ, а также подтверждается експериментальныш исследованиями,

Наличие нелинзйцого набега фаз взаимодействующих волн и связанные с зтш особенности процесса удвоения частоты необходимо учитывать н при внутрирегонаторной ГВГ (ВРГВГ), так как ота схема Бквивалзнтна схема ГВГ с двумя последовательно расположенными кристаллам и соответствующей тоедщой ваздушого проыэкутка кевду ними. Крона этого при внутрирезонаторной ГВГ существует ряд других проблем: осуществление без потерь вывода излучения ВГ из резгнатора лазера; реализация типов взаимодействия, обеспечивающих наибольшую аффективность ГВГ и др. В [ 13-16] продло;,;эш схемы для ВРГВГ, позволяаадз решть нвкоторао из етих проблем. В 113] рассмотрена схемы для ВРГВГ, в которой реализуется реш.1 однонаправленной ГВГ, благодаря чему исклмчаотся влияшю нелинейного набега фаз Бзаимэдействувэдц волн но эффективность преобразования.

В С141 ВРГВГ осуществляется о использовашгсм оо-»е ига ое-ю тшюв взаимодействия, сффсктивкость которых для ряда классов кристаллов выше, чем для оо->е или ее-*о взаимодействия волн,

Экспериментальные исследования вышеуказанных схем, сравнение их с широко используемой схемой [ 4й], в которой вывод при оо^;о или ее=>о типах ГВГ осуществляется с помощью поляризационной призш

-:- предложенная в Г153 схема для ВРГВГ при использовании оо-»е или ее-»о вида взаимодействия,

Рис,II

Глана-Тейлора, показали, что все известные ранее и предложенные здесь схемы ВРГВГ обладают высоким, весьма заметным на эксперименте уровнем пассивных потерь в резонаторе , обусловленные наличием собственного поглощения различных вносимых в резонатор оптических элементов. Существенным преимуществом в этом смысле обладает

где ¡1 гж-рзшм, И В!'РСЛ р-ЯГ-:1г;;ора ".:< yrriC^TTTTCit ЧВОТОТЧ

осувдстпляется ;ie.;4ni:iiH>;,.< (:.•'•;. Г Г), "рптллч пр<1дс-:'птшат

CC-SOit"гряггр8!!??у»?• ПТкм«л>-4« - я -KOTODOÄ- ГЙР_. Ha-.iijMMC« ..и „оорглаол

!1рОХОДС? .l!?i;:8pll(i]M С-г: *'- »■" •» ,V-y/(y Г г.-?•:";!.'!; В

И 0. ВОЛНЫ О ЧйС'ГО!и ' i ¡Т-."':И >! о:1 rp^Ci!

о 0.';1ш к tili i; :!y'>l ' < "cff.'th1?'?1??

поллое csr/Tp"!!:"10 оrp;• • '■• ■ irr/-; псц

\::';пт"тт ""'"т. »««awwnnfl птлто игтчоита иГ выходит из резонатора

вдоль оси p»aonaiopä ь ~ >

Тптш обтаам» удаэтоя уменьшить число оптических элементов в

ГИКПИИТГПт ЛИ RUHHÜnrlvia, CCi^-TT™ DQ1I4IIUUW 1Ж1!С1ИПППА I1UIUTO.

ii. влияние рержиж 0птн-£ских iшоja70р0д1юстеи в

ншнеиннх тютгт ш пзжражо второй гармоники

Нелинейные взаимодействия световых волн п средах о периодической структурой исслэдоазлись в ряде работ (смЛ 17*1 и цитированную тем литературу). Интерес и нелинейный процессам в таких WTIfSKit!* ПГЛглОПСКЙ; ДЛЯ ЯН80ДЯ

-"РЛ

предлокен акустооптический ч/.этод пэрэстроИки чви-пи'ч '¿лиц•таил

!, . ■ ■ . . ,—.Плпгапигтея пабОТЫ D ЭТОМ

В работах польских учены* ^ю». ... рвман-натовсквя дифракция' лазерного .излучения и ого третьей гармоники в жидкостях. Показано, что прп тексч реадтае дифракцию и

1 .и-'-"'! / '.-'л;.: ; г г;-.-; л: г -"-»тпла птягтйнма точности

йрпцэевэ. Ямьте*®«« продолнашем а?«и щзолада^ай яышсь рьзота tI6), где ровьата теория Г£Г о нывлвйиш. иоцектросиммотричннх одноосных криоталг&х в yc£ci*&l& сниаи-натсзсчой дифраюда. В ней

получены выражения для интенсивности дифрагированных световых волн на основной и удвоенной частотах, найдены направления дифракции этих волн в различные порядки, Показано, что волны на удвоенной частоте появляются за очет когерентного сложения на квадратичной нелинейности дифрагированных волн основной частоты, В реальном кристалле, например, ниобата лития условия фазового синхронизма выполняются более чем для десяти порядков дифракции излучения основной частоты,

Во второй группе работ СFukuda S. и ооавтЛ 18*1} Kelson D., Lax,V; Бокуть В.В., Хило А.Н. и др.) исследуется возможность достижения условий синхронизма при генерации второй либо третьей гармоник в кристаллах при использовании УЗ полей, а также другие особенности таких нелинейных процессов, Однако вое они базировались на использовании приближения заданного поля и не учитывали истощения анергии преобразуемых и дифрагируемых на УЗ врлн как за очет ГВГ, так и за счет дифракции. Вместе о тем результаты експеримента по ГВГ в теллуре t18*3 показали юс вначительнае несовпадение о теоретическими результатами, что указывает на необходимость учитывать истощение волны ооновной чаототы, по крайней мере, . из-аа ее дифракции на УЗ, При высокой эффективности процесса ГВГ требуется также учитывать изменение ■ интенсивности падающей волны зв счет нелинейного преобразования, При аильных УЗ и световых полях нелинейные процессы преобразования частоты будут приобретать новые особенности, которые и изучены в работах £17-20],

II.I. ГВГ в кристаллах в Условиях брэрговской

дифракции взаимодействующих волн на ультразвуке

Для упрощения задачи рассмотрим геометрию взаимодействия, когда УЗ волна распространяется вдоль оптической оси одноосного кристалла, а световая волна основной частоты падает на кристалл в плоскости xoz под углом к оси z, близким к 90°. При втом могут рассматриваться следующие варианты нелинейно-оптически и акустооптических взаимодействий: г"

1. Исходный.лазерный пучок чаототы ы падает на кристалл одновременно под углом фазового синхронизма вс для ГВГ и под углом Брэгга бр к фазовому фронту УЗ волны (рис,12а).

2, Световой пучок чаототы « падает на кристалл под углом Брэгга, дифрагирует на УЗ волне так, что дифрагированная волна

—N

■(Г(\ о';

■о син-

| лрчЛЛ^оша длл {.рис

¿л

о

л о Т|| т

I »„В 1 ил»

. 'ллл' !

з рас-

^ I; | | Ояяаои<л па Дна Цучла

^Ц ] распространяется

вдоль

г „п ■ I паниаплпп'шл иип я I н швнми

"Ч- ~ I I ---.

л мп ! . ) .

4. Можно рассматривать такхе случай, когда лазерный пучок генерирует излучение ВГ, которое затем испытывает брэгговскую дифракцию на УЗ волне (рис.12г).

5. Еще одна схема взаимодействия позволяет осуществлять ГВГ при неколлинеарном взаимодействии пв«тоиму роли ча^те™:

поляризацииI - кошлексная амплитуда, к^"' - частота и

а^'чх) = ехр[ ] и задавая граничные условия для

действительных амплитуд световых полей р'а,Сх=05 = р(С0); о'1 Чх=ГО =

' г ' л

сырных иолл гл.: лло глл:у ллл :л:с;епу укор^лллшл ур-еЬс.и'л ллл

действительных нормированных амплитуд •• р^/р (0);

di/0"1

= ato3Ulo5cosa +'bCo)U(o:iUCo:)SÍníCo:);

di ii i i i 2 '

dUCi)

-Л— = aC,3U(o3cosa + b(l 3UCl 3UCl 3sinS'C,\ Í7*)

di ii lila

dU

Со)

= aCo3UC,3cosa + bCo:,(UCo})2slníío3; üí 2 2 2 2 v 1 y *

dü'

C.)

= aCl Vo3cosa + bu J(UV' J)asin5v di 22 2 £ 1

и обобщенных фаз c^ и §Сп3, характеризующих соответственно птгацессы дифракции Брэгга и ГВГ:

ti. = -Га<°'41- + а" '—-rlsiiia - b<olplo,cos§lo'+ b" V°cosi(0,¡

di [ i io) i (i >J i i гг i rs "l 'f

da r P(" P<0,t (p<0>>* (р"

«= + a"'-f—Isina 'cos$<0,-b,,1ÍV—'cosí"!

di L s (oí i (i )J г í <o) i u ) ;

-Za.<0)——-sina + fb<°+2b'°'p'0¡1 cos$<01AS'0| af г o<°> г ' D<°> » L* 0<°> i ^í J ;

2 (7M

/■„(ока

Рг

а? » р" > г Р, ! р' ' 8 ^

Система уравнений(7') совместно с (7") описывает все возможные случаи нелинейно-оптических и акустооптических взаимодействий, приведенных на рис.12. Матрицы коэффициентов (а^п3, ь^"3) приведены для случаев 1-4 в С181 и для случая 5 в £ Ш.

В (7) введены обозначения Д5Сп3= Дк^ЛЬ^р^О)]- приведенная фазовая расстройка; ? = х/Ь9 - нормированная длина • нелинейного взаимодействия: Ь9 = IЬтр1С03 3- характеристическая длина ГВГ (в отсутствие УЗ поля), на которой около 70у. излучения основной частоты преобразуется во ВГ; $Сп3 = р[п3- Д5Сп3?; с^ =

обобщенные фазы, описывающие соответственно процессы ГВГ и дифракции Брэгга; ДкСо3= к^"3- 2к(Со); Дкс,3= к^'3- 2к['3-характеризуют фазовое рассогласование в процессе ГВГ для случаев 1-4 и Лк = к[°3со50®-к['3соза^ - для случая 5.

Анализ полученной для каждого вида геометрии взаимодействия 1-5 системы уравнений (7) проводился при помощи численных расчетов на

ЭВМ. Н" рт'с.Т° ггртггдсттп пятят-

о'т.;, сл •''.'рр-ч ' "г! оотп ГЯГ 7,1 =

иг_. царамогра мт _ =_______ ..

. : - ": ''' 1 "■ / ■■( ;'>:' > I о >';.:•

1 > .. •■ 1. . ■ •!>■ .'м - ^' НЬУ-

. ; г; ■■ 1:.:-и1|'1 ; ор ¡:; -

I оиаОи роеотритш. Ьдииь ь '= я/са^"'

, л " ' .• . .'...••¡ч;'-

| плосковолновом приближении 100%

I илличппил шшнжгмнинт м имимии

| нирпди.» диэд^лции;

= [4к^сг]; д£щ (З^5^ <Ля1к)тСЙ^Ък- При численных

расчетах предполагалось, что к1(о) и2к[,:1 * к^ * 2к[с),

вследствие чего % а**3 % ащ; а( = ^ аа; % Ь^11 = Ьщ. Величина фазовой расстройки задавалась значением параметра Л8Сп:) = Ак^/Ь^СО) ' (А5Сп)- 4 для кривых на рис .13).

рч~. 13 , ■¡•.".. ь^.". слуг,:;/ 7-1 оу:;;кг;'су;г:

он: I1! 1 "г V!. • - - '.'с р.'!!!'-'!,., ; '.'.

.-. (8)

при котором yij.it>-! ■ -'.'ч ',;< <>-5 уиоллчитъ

ГВГ при наличии 'Г:'-.:>. . ¡ил; г.ш^лч-ппи условия (£) дли

случаен до Ь5и «парного кз.ч^и цня р.о ЯГ, а для

случая 4 достигаете« пршслноскл 100'.-ноб прчобрьзомт?«; (в пдоско-полновом нрисШиешш). Э^кт оо:«ьк.ьй кошюшищи: фазоьоЯ расстройки при ГВГ в УЗ поле для случая 4 связан прекде рсего о тем, что здеоь су<Р'.-: .<уат йГ, '■< о,.ч". '• ч; стьу.?т ь про;.: сое

иОриТпоН Пор^к^чк.; г,зл;."ч-н;:ч -.'сютч но-дой частот!/

и.

Схема взаимодействия 4 рассматривалась в работа более подробно, так как она представляет интерес л для вывода ВГ из резонатора

лазера в скучал нну;рир^он:;т.орн- й ГмГ. Такой ыгасд ВГ ас. оражиг. с традиционным о исиолыювьшем поляризационной призмы Глана-Тейлора мотаю испольгогать не только для 004е, но и для оече вида нелинейного взаимодействия.

Ж-

л

/Л

■ ■"'У

Рис.13

Анализ уравнений для мнимых частей комплексных амплитуд -обобщенных фаз Ф и а показал И81, что при Ы = Л5!сразность фаз аз для некоторой длины кристалла сравнительно быстро становится равной (-n/Z) и в дальнейшем осциллирует вблизи этого значения; при этом амплитуды дифрагированных волн l/03 и t/'3 примерно равны друг другу. Это приводит к тому, что дополнительное слагаемое

M2(U^1 /'U^o3)sina£, появляющееся в уравнении для обобщенной фазы при наличии УЗ поля [I8J, становится равным (-ДЗ^0^) и компенсирует входящую в виде отдельного слагаемого в ето уравнение со знаком "+" приведенную расстройку AS^.

Тагом образом, если выполняется условие (8), то соответствующим выбором акустической мощности мокно добиться увеличения к.п.д. преобразования во ВГ по сравнению с обычным процессом ГВГ в отсутствие УЗ поля (при том же значении фазовой расстройки).

В [17] рассмотрена ГВГ с использованием схемы 4, когда

приведенная фазовая расстройка AS = 0, а эффективность процесса ГВГ

невысока, так что для описания нелинейного процесса преобразования

dE

частоты можно воспользоваться приближением заданного поля (-g^1- = 0).

Для комплексных амплитуд волн ВГ, дифрагировавших в нулевой и первый порядки, получены аналитические выражения, с помощью которых рассчитаны зависимости эффективности ГВГ от длины нелинейного кристалла и от мощности акустического поля. Основной вывод, который можно сделать на основе расчетов, заключается в том, что для каждой длины нелинейного кристалла существует оптимальное значение акустической мощности Рак, которое обеспечивает максимальный выход ВГ, дифрагировавшей в первый порядок (при заданных прочих параметрах лазера, нелинейной среды и УЗ поля). Например, при падении на кристалл LiNbOa длиной L = 1,Б см, находящийся при температуре Т » 300К, лазерного излучения с Х(=1,06 мкм и плотностью мощности I МВт/см2 под углом 86,7° к оптической оси z в кристалле 'выполняется точный фазовый синхронизм для ГВГ при оо-»е взаимодействии. В кристалле может одновременно происходить дифракция Брэгга излучения ВГ, если в, нем вдоль оси z возбуждать продольную с частотой f=3,54 ГГц или сдвиговую с f=1,733 ГГц УЗ волны,. Максимальный выход ВГ в этих условиях обеспечивается, если в кристалле будет достигаться изменение диэлектрической проницаемости Де = I,I6I0~4. Это соответствует акустической мощности Р0К = 250 Вт/смг.

В С191 рассмотрена ГВГ, осуществляемая при неколлинеарном

вззкмэдсйстшг спзтовях пучков частоту и, образующихся npst брэггоской ДИфр£КШО! ПвДННЯЗГО iiг; кг-иотйлл лазерного Л7ЧК9 в нулевой и.в.первый.дифракционные-попялки-(схема г.ил.тзтп

Jipi; точно« пополнен;!!; yc/vc*'.!: .í-voloí о r,;-T./.powr--\í,-] дл* ГЫ сиотяст (?) сильно ynnov ;тс;;: ц ее pcicc^ib дли ыр««роьаьнйь ГГ нОй'[ н-.:1дг'1Ю !- ?!••;■? змчвдчоо-о!"; ¡ч'тегрчлв

С = i .........,---;--—

Xtipúi.Tttp пог.таппппп амплитуд rii1 о приведенной длиной кристалла ?

38ВИСИТ ОТ СООТНОШЯНИЯ МЯапи trirnuaiiu imonumm»

¡j ill - r.fl lililí -- II _ -Jl - n

i Í s

которые выраааются в вида:

Г. = 0; г., = -М. Í (и? + 2),/г;

г , з

= 2М, .

Отсюда следует, что развитие процесса ГВГ определяется величиной параметра М( , т.е. соотношением между скоростями двух конкурирующих процессов: дифракции Брэгга и процесса ГВГ.

Если М »1/2, то положительные корни уравнения (10) равны друг другу уг, ° I и (9) представляет собой паллий аллиптнаагк«»

'рЛ.г .

" "' i:

! и

■ Ч ¡ -•....' Ч„Ч; .' ■;:-:sсч ;'JОШЧЧЧ.'

.■i" \ ■ >. .J¡

_.,„•.■.,¡ >; , чем л ли

i-.li;:!,,г. ГР.Г ,,

чочч, Учпег-ч^ен олу^Л, ,сог-';:>'■>'■ к,, j-.fi. екооооть

чуч^-ч^ч Очльчй скорости

ГБГ. тогда при длинах кристалла L,'

Г.пчпишо» n Т 9 ■ ттт>гм.TTOTTTTñ,"

;,;!'?р['Н1; пада! ¡"¡его лазер-üJi'ü излучения ь дифрагированную волну, а эффективность процесса ГВГ максимальна. Хотя в этом случае кор-гяроппппоя сктапуда БГ и „„,<1,

¿ ÍUsA

она больше того значения амплитуды, которое достигается в случае М =

1/2 при тай же длине кристалла.

В случае неточного фазового согласования система (7) решалась

и//\ /\ м

.(.'/ \J

Рис. U

численным методом. Существенно, что и здесь для увеличения эффективности процесса ГВГ при заданной расстройке необходимо оптимальным образом выбрать соотношение между скоростями процессов ГВГ и дифракции. При больших расстройках и более) процесс ГВГ происходит более аффективно, если Д5=2М( . При меньших значениях АЗ это соотношение наррается. Следует иметь в виду, что длина кристалла, на которой достигается максимальное значение амплитуды ВГ, при этом увеличивается по оравнению со случаем ¿2=0. Так,

например, когда М1 = ^ = I максимальный выход ВГ реализуется при ? = 2,8. Для ниобата лития при интенсивности лазерного излучения Р1 =20МВт/сма (1.9=0,85см) это соответствует длине криоталла Ь=2,4 см, в то время как при ДЯ = 0 и М = I значения ? и I, соответствующие максимальной амплитуде ВГ, равны соответственно 1,3 и 1,1см.

В случае малого к.п.д. процесса ГВГ и значительной эффективности брэгговской дифракции система связанных уравнений (7) . может быть решена аналитически [ 193, Выражения для нормированной амплитуды ВГ, полученные в приближении заданного пол я для ГВГ, могут быть использованы для выяснения их границ применимости. Когда М4 а ДБ существенно отличается от 2М(, результаты расчетов, выполненные по приближенным формулам, совпадают с результатами численного интегрирования системы (7), С уменьшением М( (при атом Д3-»2М( ) приближенные формулы, начиная с некоторой длины кристалла, дают завышенные значения для эффективности процесса ГВГ,

При невысокой акустической мощности можно пренебречь иотощением накачки как из-за процесса ГВГ, так и из-за процесса дифракции, В атом случае результаты соответствуют предсказанным закономерностям протекания процессов в более ранних работах других авторов.

В 193 приведены результаты численных оценок, выполненных длн ряда конкретных нелинейных кристаллов, отличающихся нелинейно-оптическими и акустооптическими свойствами. Для проявления предсказанных закономерностей требуетоя разумное сочетание атих свойств.

Аналогичный подход может быть использован для анализа задачи о генерации высших (например, третьей) гармоник в условиях брэгговской дифракции на УЗ волне (203. Численное решение системы связанных уравнений для этой ситуации позволяет получить та же основные закономерности, как и для задачи о ГВГ.

II.2. Экспериментальные исследования ГВГ в кристаллах_с решетками показателя преяоfтеуия. индуцированными -------------УЗ - и овето^нми полями---------------------------------- ----------

Для получения фаюуи^угох'а изменения ди&лектрачаскйй

проницаемости нелинейной среда Ьгл ТСГ4-ТО" во многих крлстллллу необходимо ксобужлпть объ"1.'нуч УЗ p<1 кяу с рллтности1 г-кустлческой

МП1ПНПОТИ ТТОР^ДЧР pani/r^nT-I/TíV finnao onmm tir» °Г'Т171Т"'лтЛ

l TR-Tb'j . Это свлпатг. с пялом глу лт-л л ir", л, л л.-р-ч,. с

НООбХОДИКСОХЬй iiuüiÜvÍDHOn GTpaOu'inM ieXilUJiOrinii üuyiúttOXBjiótllln акустического контакта между пъезоггоеобтзазователем и нелинейным

Itpilut а ¿л X \J i uilAAOill/lOtnC/i'l D r\L/yio i СЫ1ЛС1 J ПИЛОЬиП яппигйи *

Была отработана соответствующая технология и изготовлена акустоопгическая ячейка для наблюдения ГВГ в условиях ее дифракции на УЗ волне. Пъезопреобразователь из Li№03 с размерами 9,7 мм по оси [0103 и 2,2 мм по [100) соединялся с помощью процесса вакуумной индиевой сварки с нелинейными кристаллом LiNbO, размер которого по оси [0103 совпадал о размерами пьезопреобразователя. Вдоль этой же оси в кристалл направлялся пучок света, генерируемый лазером на

тт~".-Т- г 35?C70s*m5H!.-: peevH.-ifOlv:.«.. ?лсл;::;;".-л:л i, лучк-' 6:ít< ллл 'л- лль-'чллллл.'г „ .т. .;..•■ - п.^л-л

Тп!Ч111рЧТУ|)г10^ .,ОЛС':[лллл| ;/ ГЛй с^ЛлЛЛЛпЛг«! П!Л,олол;л1 Л Т>> С", л л . л котором Trinen.; Л у Í - i 1 Че.'ИН'Рг-О!1', ;<;.,,<<"; '..„Чла ьслльожьалуь Л ТОЧНОСТЬ'. U, [ градуса. Пт.ялллглсЛраллпетпл!. иозЛумп'г.я т^н^рм^ох-^« стабильного тлкл ГТГ-i, л л:ло;;>н лы^членлл ^крелнлл es то-: усилительных лелл рлгуллрлг-ллссь пл-лигл с;я!хрои1Ч'ул1со'/ с пел>лл поесн^чен 'я гмлуль'лллл- г.елллл рлллтл леи,;роторе. 34 ;i-:uíocTb от Р'лл'рлгор-; (с регулировкой от 0 до :.;л Вт) подавалась на пъезопреобразователь импульсами длительностью 200 мке о частотой следования 2 Гц. >гчлульсч ЬЧ-г^рртгоре. синхрон,-ловивглись с шпульойка лкзерч. Кзгогиалеюше скустло.гличоскле ячейки достаточно надежно работали при плотностях мощности УЗ поля до 70-80 Вт/см1, при мощностях I00-110 Вт/сма происходило постепенное отслоение преобразователя. Поэтому в работе исследован только процесс ГВГ в условиях ее ркман-нйювекой дифракции на УЗ волн?. Эксперимент показал, что с удовлетворительной точностью (несколько процентов) при используемых в работе УЗ мощностях процесс ГВГ в условиях одновременной ее раман-натовской дифракции на УЗ волне может рассматриваться как каскадный последовательный процесс: вначале ГВГ

в кристалле длиной Ь, а затем ее акустооптическая дифракция.

Ограничения по подводимой к кристаллу ШЯэОз акуотооптической мощности не позволили достичь с помощью УЗ поля заметного в эксперементе аффекта компенсащш фазовой расстройки, искусственно создаваемой для процесса ГВГ путем подбора тешературы.

С целью устранения этих трудностей предложен и экспериментально реализован метод ГВГ в условиях ее брэгговской дифракции на светоиндуцированной решетке показателя преломления 120,211. При использовании фоторефрактивного аффекта в кристаллах ИШ) макет быть записана решетка показателя преломления, где изменение показателя преломления может составлять ДпЧО-4 (ДсЧО-3 )П9*1. В кристаллах классов 4тш и Зт Аа в соответствии с 119*] равно:

Лс = - с-^а Г гзз ДЕ°, СШ

где се - диэлектрическая прошщаемость кристалла для необыкновенной волны; гзз - компонента электрооптического тензора г^; ДЕ° -изменение электрического поля среды под воздействием лазерного записывающего излучения:

С а Фа М 1 е ЛЛ _ ,

^ = " -тг£—£1 + с* лф)г] г аг)

о *

Здесь Фа-квантовая эффективность процесса возбуждения

(фотоэлектронов; а - коэффициент поглощения; У/=Р*1з- суммарная

энергия записывающего решетку оптического излучения, падающего на- •

кристалл в течение времени акопозиции 1д; Лф - длина дрейфа)..

фотоэлектронов; Ьа - энергия фотона. Для оценки времени экспозиции1-.

Ц, необходимого для создания индуцированного сьетом изменения

показателя преломления Дпй, можно ввести параметр фоторефрактивной

с!п „

чувствительности материала ду2 [19 3, (для ниобата лития он составляет 1,4*10"°'см3/Дж). С использованием (11,12) время экспозиции 1э, необходимое для создания решетки показателя преломления, обеспечивающей компенсацию фазового рассогласования ДК при ГВГ, дается выражением:

L,

_ X Ak S Г dne"|

(яг).

где P/S - плотность мощности записывающего излучения.

Из (13) для времени экспозиции, необходимого для достижения Дпе ЧО"", получаем значение порядка нескольких десятков секунд. Этот ке результат получается, если вначале измерить эффективность дифракции

г) = р(>5]"« СВ9Та ка ваписанной за время Ц решетке, н

затем по полученным данным из формулы

\oCOS Й?-----------------------.

---------------------- -Дг,е = - агсзш С щ^Г'

определить значение Дп .

Запись светоиндунирпвянной рягсткп №шшт«ля преломиенид ь кристалле 1ЛМЬ0 осуществлялась с помощью аргонового непрерывною лазера с Х3= 0,488 мкм, .пучок излучения которого суммарной мощностью 760 мВт делился на два, иересекоюищхся ь кристалле под углом -Г>°20' . Для получения ГВГ использовался конок»лульшшй лазер на алкмоиттриавом гранате с тц - 16 не, анергией в импульсе 15'10~3Яж, расходимость«) путеэ, близкой .к.лйй&книомнол, дасглатротл дучкь ь ."■> раза меньшим дая?.!втрз гапгашаиадх решетку пучков. Излучение лазера направлялось в кристалл под углом к оптической оси, близким к 90°, при этом угол падения на решетну показателя преломления был равен углу Брэгга для излучения ВГ. Фазовый синхронизм для ГВГ достигался регулировкой температуры кристалла с помощью термостата.

Требуемая величина фазовой расстройки для ГВГ создавалась поворотом кристалла на заданный угол. При каждом повороте кристалла записывалась новая решетка показателя пралошвдчя. Еяя осбляпс-ни.ч одинаковых условий эксперимента при »«наси новой г^лзтеа осуществлялся контроль лн^вкциониой 8ф{вкшвности на длин? полны Х3=0,468 мкм. Результат окевзримвнтй иредатавлеии на р«с.1б, гле

ириьпдана зависимой гь еуымврней мощности ВГ, рвСНрОУТрЬНЯкД^Йии в направлении нулевого и первого порядков дифракции, от величины фазовой расстройки, ¿к. Кривая I соответствует экспериментально и численно пояученнам результатам при отсутствии решетки показателя пре-лемдонил; кривая 2 - експеримента-льным результатам при Дпе =2,5*10"? г) = 47Я ДЛЯ Х3 = 0,468 мкм; 3 -- результатам численного расчета при тех же значениях ¿п ; криьые 4 а 5 - соответстьенно экспериментальные и теоретические результаты при Дпе= 1,5'КГ9, г, = 22Я. Наблюдается качественное соответствие данных эксперимента и расчета.

ста.ох

3 15 ¿7 ¿6?углТ

шш.

Рис.15

Уверенна зафиксирована примерно двухкратное увеличение полной мощности ВГ при наличии еэ дифракции на решетке показателя преломления по сравнению о ГВГ в отсутствие дифракции для значений Ак-1,6 см'1 и более.

III. СОЗДАНИЕ ИСТОЧНИКОВ МОЩНОГО ПЕРЕСТРАИВАЕМОГО УФ ИЗЛУЧЕНИЯ В ОБЛАСТИ 217-385 юл О ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ГЕНЕРАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ УДВОЕНШХ И СУММАРНЫХ ЧАСТОТ

В настоящее время в квантовой электронике практически решена проблема создания лазерных источников излучения с плавно перестраиваемой частотой в видимой, ближней УФ и ПК областях спектра. Однако в начале 70-х годов, когда активно развивалиоь исследования по созданию лазеров на основе сложных органических соединений, перекрывающих спектральную область 400-1200 нм, остро стояла задача расширения этого диапазона в УФ и Ж области спектра. Наиболее естественным решением этой задачи было использование методов нелинейного преобразования частоты существующих лазерных источников. Для получения перестраиваемого когерентного излучения в ИК области спектра энергетически более выгодным оказалось использовать процессы вынужденного комбинационного рассеяния лазерного излучения в газообразных средах (20*3. Оценка и сопоставление спектральных областей существования фазового синхронизма в известных к тому времени, серийно выпускаемых нелинейных кристаллах, существующих лазерных источников о высокой спектральной плотностью мощности и необходимыми пространственными характеристиками показали, что для получения мощного плавно перестраиваемого излучения в УФ области целесообразно использовать удвоение частоты нано- и пикосакундных лазеров на красителях, а тэкке генерацию суммарной частоты при смешении их излучения о излучением твердотельных лазеров или их второй и более высоких гармоник. Для примера на рис.16 приведена дисперсионная зависимость угла фазового синхронизма в кристалле КДР для оо-»е вида взаимодействия волн при удвоении и сложении частот. Кривая I соответствует генерации ВГ, кривые 4-10 - генерации суммарных частот (при этом длина волны одного из смешиваемых излучений, задавалась дискретно: 1420 (4); 1220 (Б); 1020 (6); 820 (7); 610 (8); 420 (9) и 220нм (10); другая - х - изменяялась плавно по всей области прозрачности кристалла). Использование втих двух процессов позволяет

е?рад.

легко перекрыть диапазоны 2Ï0-7T0 км при Cji0b3tutn и 2S5-7TO нч ■- при удвоений

<1

..." • " О fîOT~/nlii.4a ЛЬ—

зввой к» "ругатели.-: обуслгл»-

, •лл-л.г-.л.нг.л.ч: .îuci п^нля-

Л. ! _ ^ рыоргзбОТКв

» л .';:ь.:. ллл,.!;лл -'Л^ЛЛ .pi CiU4oiJ-

Рис.16

ких соединений, способных ге-

ргтс,---- п „осулечиващих получение мощного когерентного излучения с любой дл1шой ВОЛНЫ В ВИДИМОМ и бЛИЖНИХ УФ и Ж диапазонах. Управление

спектром их генерации можно осуществлять как изменением параметров растворов красителей (концентрация, температура и др.), так и параметров резонатора (коэффициенты отражения н.^глт-дисперсионных элементов г. ;; ..г. : •••------

ллзка ;; u.toi/i'I --¡л'.'лчллглл ^/чли^/1" Л'Ц генерирующей среды

л, cosuî-um.«!' от д^лшл долей до нескольких мрад,

К.п.д. преобразован»« ,*"лу,. .iv-„ 'yv'.v-iiïu л ллллч,',:л. ,лл<. лч-.ср'/ч ;<л ... . ибычно

оосданл.ччт от iwkkxux одиняц до нескольких десятков (70-76) процентов и зависит от наличия в резонаторе спектрально селективных оптических элементов и вносимых ими потерь, э также от нсппллзусч.-лП схемы накачки. Исполмуетяя три ссасьнну. вариша схем накачки; поперечный, нродолькнй и кьоззирояольлыЗ [23м]. Шяшречииа вариант накачки обладает рядом существенных недостатков (большая

u't..r !ilî.;:riK ' ' ' V лл'< ь.Л ' Л-;ЛЛ!ЧЛОЛ ¡.л с; ллг. ■■■

¡■.„и , ;ioc:tl л -Л'чпи.

--!•:.■. г-;......... л

• >. ; л::;,. СП,-,'. !рлллну»

Тъсхо;;.i..:-.cvii

.4* л^-л.л'л-ллл , ky.i лрлллло

неоднородность возбуждения, высокие потерн излучения накачки на оптической системе для пространственной трансформаций пучка накачки и др.) и используется реже.

Высокая однородность возбуждения активной среды достигается в продольном или квазипродольном вариантах накачки, когда в активной среде осевой луч пучка накачки совпадает или почти совпадает с осевым лучом пучка генерации С 23*3. Автором работы разработан и исследован ряд схем продольной и квазипродольной накачки. В [23) предложен лазер на красителях с продольной накачкой излучением удвоенной или суммарной частоты, генерируемым в нелинейном кристалле при векторном фазовом синхронизме. При этом нелинейный кристалл помещен в резонатор лазера на красителе, а излучение лазеров накачки направляется в преобразователь, минуя зеркало резонатора лазера на красителе. Особенностью схемы лазера на красителе, исследованного в t24,25J, является наличие в резонаторе поляризационно-дисперсионного элемента для ввода-вывода и управления поляризацией излучений накачки и генерации, а также спектром последнего. В [263 рассмотрен квазипродольный вариант возбуждения красителей, основанный на использовании волны накачки, преломленной на границе раздела между стеклянной прямой и активной средой при углах падения, близких к предельному. При преломлении , волны, падающей из оптически более плотной среда в оптически менее плотную активнув срьду, размер преломленного пучка в плоскости падения резко уменьшается 124*1. В результате в десятки раз увеличивается плотность мощности излучения возбуждающего лазера, и в активной среде достигаются значительные коэффициенты усиления (Кус * 5,5 см"' ).

III.2. Генерация мойного плавно перестраиваемого УФ излучения удвоенной и суммарной частоты

Впервые преобразование частоты излучения лазеров на красителях было осуществлено в £25*3, где проводилось удвоение частоты излучения криптоцианинового лазера и суммирование частоты его излучения с частотой излучения лазера на рубине, а также в работе [26*3, в которой наблюдалась ГВГ лазера на родамине 6Ж с перестройкой спектра в области 290-300 нм. Мощность преобразованного излучения в £25*3 не оценивалась, в £26*3 она составляла всего 40 Вт.

В £27,283 приведены результаты экспериментов по ГВГ лазеров на

рвзли'щнх красителях, обеспечивающих получение перестраиваемого УФ излучения в области 280-385 нм. Установка включала в себя шцннй

моноимпульспнЯ неодш.'оьнй .ляз"р с двумя каскадами усиления.,.с---------

выходкой энергией 7,5 Дм и д/и!те.шюстьм-штульсэ гп1гга^;пии 50 не. ЙЗЛуЧ81Шв_0.Хг-= Т {ОЯ М^'П{^О0р9ЭОВЫЬН.:и:;ь по ВГ о г- о,ЬЗ мкч (шкргетическай к.п.д. которс; и'-лю<;ьзовалось рйтяк для

накачки лязороь на красителях по "потпт нропс.лиюЯч скит. гп^рашм лввяроя "" «¡тсйтелях осушвсгълялчсь кяк в в^/.дкл'гп-^оисшю:,",, тек и ^и'.'Пирпионном резпипгр* (с использованием ^гт^-рпг-'чл¡пГ' ирда-ч» огзг-^с! 14-5 с г- н>;[п: <•: г.н.д. гг-н!.'ранда

т.^Т) ¡.Чч'-чрч!' ■ -н: нраааелн и составлял - в йг.чиглгсг.и >>т иши используемого красителя от 23 «о С?:., «.»¡ч»» спектра от 7 до 17 нм. ияпу.»^- ¿7. « «^гтсйао НДР с

о;« «(>» о««« волн, имело максимальную

-уО кВт, ширину спектральной линия 0,3-0,7 нм, длительность импульса ^20 не. Максимальный энергетический к.и.д. процесса ГВГ составил 0,53% (для лазера на радомине 6Ж).

В дисперсионном резонаторе спектр генерации родамина 61 уменьшался до 0,9-1,7 нм при максимальном к.п.д. генерации Энергетический к.п.д. процесса ГВГ составил в этом случае до З.Гл, это соответствует максимальной мсэвог.тц »п^^.-.нп ВГ -А20 «в.*. Расходимость <•■ О" ччГГ'-- •■ ;.>• 1 .

: • ■■'.-■:•■■,;,',,;>; I ;у'л>1>рп удвовНИИ !<'>' • ••(•( ^чсши лазеров ва красителях Н80ЯЛ» о Г?11

"«. спектральных компонент, попаляк««г - ?-••-•.•. • ::

Процессы ГОЧ°Г"Т"Т- чч' ,.■. РЧЧ ¿"¡¿¡¡ЛЬунН',

1РЛ'к-,; эквидистантно расположенные

г-;- очечпр^^шх компонент частота которых удваивается. Рассмотрю.! этот вопрос подробнее. Предположим, что спектральная компоис,,!,',~ с частотой ®0=&>01г>0~ волновое чисто) пюолитгя ьнутри спрокой спектрял«-"«» тто.'ч'сч г'?чррдц1;и л"г>яра на красителях. Кзлупенцз лазера р.ч'ифэс-.тл'Штен в ¡¡раобраасвятел^ частоты, няттрямзр, ио крвогодяа КЛГ иод углом к оптической оси, соответствующим углу колине&рього

осне фазового синхронизма для ГВГ на частоте 2« . С учетом предположения, сделанного в С 27*-29*3, построим на рис.16 дисперсионную зависимость угла синхронизма для сложения боковых эквидистантных спектральных компонент с(и0±&и), дающих вклад в преобразованное излучение на частоте ВГ: с(и0+Ди)+с(и0~ДИ=2су0. Кривые 2 и 3 на рис.16 относятся к случаям, когда о»0 соответствует Хо=580 им (2) и х0=720 нм (3). Видно, что с увеличением Ду процесс генерации излучения суммарной частоты будет протекать в условиях все более возрастающей фазовой расстройки. Это означает, что при заданном угле распространения широкополосного лазерного излучения по отношению к оптической оси кристалла из всего спектра основного излучения в процессе преобразования частоты будет аффективно участвовать некоторый ограниченный участок спектра. Центральные спектральные компоненты этого участка будут участвовать в процессе ГВГ, а боковые компоненты - в процессе генерации излучения на суммарной частоте, совпадающей с частотой ВГ.

Вместе с тем, как следует из рисунка 16, при заданном угле падения всех спектральных компонент широкополосного излучения по отношению к оптической оси кристалла наряду с удвоением частоты компоненты с^0 будут происходить фазовосогласованные процессы сложения боковых компонент, расположенных неэквидистантно по отношению к коммпоненте с частотой си0[291. Для них можно записать: Дк = КрС^+ур - К0(рр - а

= КеС2у0+ДргД^) - к0С1>0+дУр - к0(Р0-Д^) = о Здесь сДи1 и сДу^ - расстояния по частоте смешиваемых спектральных компонент от компоненты с частотой сиа. С учетом втих процессов можно утверждать, что в рассматриваемой ситуации в процессе преобразования частоты может эффективно (при Дк=0) участвовать сколь угодно широкий спектр основного излучения. Ширина спектра преобразуемого излучения ограничивается лишь областью прозрачности нелинейного кристалла. Так как в процессах сложения частот Л^ ¡с Др., то спектр преобразованного излучения при этом будет уширяться от частоты 2гд>0 в сторону увеличения частоты в случае, если нелинейный кристалл работает в области нормальной дисперсии. Таким образом, в отличие от [27*-29*) для определения полной мощности преобразованного излучения при удвоении частоты широкополосного излучения необходимо учитывать вклад от сложения всех компонент в спектре генерации лазера в различных комбинациях мй*ду собой. Если частотный диапазон генерации (су^суа), то полную

мощность, выраженную в ваттах, можно записать:

52,2 вг1ги Рг

Р ... -г ПР?

Г

"Г-"-*

Зтоь

•'< б

Р = I ц I d^7 р* I , СЮ)

С а + -о- -с - [. -г!"- \

I - длит кристалл; Т .р - йодная мошнопчч. гщггчк,.:,•,■<•.!•.! излучения: Ак ) - гс.,»-, > - к ,<!•, ,»; £ •• Лг,; г/ч -

а --=1'.,-.'.,; р. •■=

Р г1, если ^ е т- ;

° 10, 6СЛ1{ и,. <• •• • > »

* .1 П ^ а

г. гт^.----— <>5) :; ¡.«ню определить форму спектра

¡(реоорззованного излучения при заданном распределении мощности по спектру для основного излучения. Пусть р = будет

расстояние в волновых числах компоненты с частотой в

преобразованном спектра от компоненты с частотой 2а>0. Тогда, чтобы получить выражение для мощности преобразованного излучения на частоте о (21>0+р), следует выбрать в интеграле (16) все спектральные компоненте, дающие вклад в рвяультато ни».«кзйгг-о .«^ч^Г^-т»«»

мекду ОГ.ЛОЙ Г '"г-;,. ТТ г; ;

.-и'.". • НиЧ'Ч' кг. .'. Ч.-;,:; | ■ • '] {': << ¡п," :Г! ч

С. И .МЧИ!.!-: П7< Г«!« ПГ'Ч^Ч-Ч ■ШГ.'г'ПН'Л'! РНОЧПТ СП'НСГрЯ ЧЬНОЙ Ч^И'м

гре'^разоьянного »о.-у'чнч/ Г'ЧЧЧ(Ч".Ч1 «¡грины (яюжря генерации чаду-ч»!';.; при '-'х^.м язкюйшюсь месторасположение спектра

генерации в диапазоне прозрачности «сттп--пчч-ч'-1 >-ргг .•аллч л

ВЯрЧ»рОРЗД'ЗС7- Г'Н'гГ'ВНН-' 'I';'.. КГ;"; '41.',.. « спектр0 Г'-Ч) !рЧ'Ч!Ч. Ряочетц

чсгч;Ч!:уют :,ч оо Ылша выводами. Возможность

'¿^оооанмшсованого преобразования частоты излучения со сколь угодно большой шириной спектра была позже непосредственно подтвержден« в работе 130х! на эксперименте ттрт угччоешч? в крис гадл* КД? "птег-полочно! о чеч^сю: о излучения, получаемого от обычаих члчкчрччзчкпх л^.ш накаливания.

Дальнейшее ресшгреше спвктр» лазерных источнике;: в УФ область спектра возможно путем использошшя процессов генерации излучения

суммарной частоты при смешивании в нелинейном кристалле излучений второй или более высоких гармоник мощных твердотельных лазеров с перестраиваемым по частоте излучением лазеров на красителях [30,313,

расположении источников. Последовательное расположение лазерных источников не позволяет оптимизировать работу лазера на красителях, подобрать оптимальные значения коэффициентов отражения зеркал его резонатора, а также коэффициента поглощения раствора красителя на длине волны накачки. Приведенные в таблице I результаты эксперимента получены при следующих параметрах исходных лазерных источников: выходная энергия неодимового лазера 7-8 Да, ти% 60 -70нс, енергия ВГ - 0,6-0,7 Дк, гц*40-50 не, расходимость 4'; 4-ой гармоники -0,01 Дк, ти* 20-25 но, расходимость 2', Энергия рубинового лазера - 1,5 Дк, энергия его второй гармоники 0,12 Дк, ти= 50 не, расходимость 20'.

Для нелинейного преобразования частоты использовались несколько срезов кристалла КДР длиной 1 = 4 см с различной ориентацией рабочих граней по отношению к его оптической оси, Это связано с невозможностью обеспечить угловую настройку на фазовый синхронизм в пределах нескольких десятков градусов с помощма одного кристалла, так как сильно возрастают потери на отражение основного и преобразованного излучения при наклонном их падении на рабочие грани преобразователя. В (32,33) предложен срез специальной геометрии с рабочими гранями в виде цилиндрических поверхностей, позволяющих не только устранить потери на отражение, но и использовать его в качьстье одной из линз в цилиндрической системе для варьирования

90- ? 3

6?град.

Ркс.17

На рис Л7 приведена зависимость направления фазового синхронизма в кристалле КДР от длины волны преобразованного излучения при использовании в качестве одного из смешиваемых излучений 4-ой гармоники неодимового лазера (кривая I), 2-х гармоник рубинового (2) и неодимового (3) лазера. Для постановки эксперимента была предложена схема совмещения в пространстве и во времени смешиваемых в кристалле излучений при паоаллельном, энергетически более выгодном

Таблица 1

Характеристики преобразуемого и УФ излучений

Краситель Раство ритель ОЛДЧСТ!- генерацш tics о ° 1 Ч ¡3 С-, о Я2, нм Область перестройки Мощность-

красителя. 0) Оит.КОэф.П! растворов, УФ излуче- УФ из-

Л(,нм ¡л Ц к М ния,Л ,нм 5 лучения , кВт

Годамкн 4С Этанол 532,0-606,0 45 11,0 530 279.8-585,2 1.JU

Родамин В 583,0-69^.6 II ,0 620 277,1-?,ВТ ,3 100

Род^-п; С» ЕС0,0-Г>п?,(? /*»«■> О «О 11,0 530 274,0-276,0 120

Н ICQ ТЙЛ- форма МИД 923,0-366,0 19 10,0 347 252,5-255,0 70

N 139 818,0-871.0 23 8,8 347 244,1-246,5 70

N 129 810,5-832,0 28 4,0 347 242,3-245,0 50

Н 2760у 789,0-809,0 33 9,0 347 241,Т-241,Б 50

11 2681у Хлористый мети- 1233,0-12?,0,0 ТГ. 9,0 265 217,9-219,Т то

лен

--?— V' 'lM"\......

/ > \

о

Гис.18

плотности мощности основного "СЛУ'!8К>5Я внутри Н&ЛИНЬЙНОГО кристалла. Другой вариант широкополосного преобразователя ччстоти предлокзп п [34!. Он представляет собой гоюскощ»-раллельную пластину (рис.18), рабочие грани которой составляют некоторый угол /3 с оптической ось» кристалла. Пластинка располагается под заданным постоянным углом у к падающему лазерному пучку.

Для подстройки кристалла с целью достижения фазового синхронизма нелинейный кристалл вращается вокруг нормали к его рабочим граням в интервале углов а=0-180°. При етом угол фазового синхронизма б° изменяется в интервале <б-0г), причем (03-0 )=2/з, если р<у и )=Zr', если (3>rI здесь у' - угол между преломленным лазерным пучком и рабочей грань» кристалла. Так как мощность преобразованного излучения (d~ coszlap), то при повороте кристалла вокруг нормали к его рабочим граням в пределах от 0 до 180° существует m зон, для которых мощность преобразованного излучения равна или близка к нулю Cm=0,I,2,... в зависимости от симметрии кристалла; <р -угол между проекцией волнового вектора основного излучения на кристаллографическую плоскость ХОУ и кристаллографической осью X, 2 совпадает с оптической осью 00' кристалла). Для того «чтобы ослабить зависимость мощности преобразованного излучения от угла <р, следует выбирать классы кристаллов, для которых т = 0. Для других классов кристаллов н,гжно изготавливать нелинейный преобразователь в виде двух составных пластин, рабочие грани которых составляют с оптической осью угол р, а кристаллографические оси X пластин развернуты друг по отношению к другу на угол I80°/2m. В случае, если в кристалле осуществляется.взаимодействие одинаково поляризованных волн основной частоты ;оо->е или ее-»о вид взаимодействия), то для выполнения условия распространения в кристалле только обыкновенной или только необыкновенной волны основной частоты, на входе в преобразователь следует помещать вращатель плоскости поляризации падающего лазерного пучка.

IV. ПРИМЕНЕНИЕ ПРОЦЕССОВ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ЧАСТОТЫ ДМ ИЗМЕРЕНИЯ ОСНОВНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И УПРАВЛЕНИЯ ИМИ

Наряду с исследованиями физики нелинейно-оптических процессов в последнее время развивались работы, направленные на использование нелинейных эффектов в различных прикладных целях. С одной стороны, нелинейно-оптические эффекты рассматривались как средство управления основными параметрами лазерного излучения, с другой сторо^, они дали возможность создать новые методы исследований и получить') важные результаты в технике оптических измерений. Например, использование лазерных источников, в том числе и с нелинейным преобразованием частоты, в спектроскопических исследованиях позволило решить ряд

принципиально новых задач, перед которыми была практически бессильна классическая спектроскопия. Это такие задачи, как существенное увеличение разрешающей способности; исследование кинетики возбужденных состояний атомов и _молекул; изучение- тягогофототт переходов!- достижение"" сверхвысокой чувствительности спектрального анализа состава веществ в жидком, твердом и газообразном состоянии.

IVЛ. Разработка методов измерения спектрапьну& характеристик с применением »единсйпо-оптических эффектов

17.1.1. Измерение малых оптических потерь с испольсозанком многоходовой КГРвТМ С нсяшййио-оп^чветгяч ВВОДОМ излучения.

В методах лазерной спектроскопии, обеспечивающих высокую чувствительность при определении состава вещества, широко используются многоходовые оптические кюветы (МК), обладающие хорошей воспроизводимостью результатов и высоким амплитудным разрешением. С помощью многоходовых осевых кювет достигается также высокое пространственное разрешение и локальность анализа. Типичным примером осевой кюветы является двухзеркальная система, образованная, например, сферическими зеркалами. В квпвте обэспечипяется мексниальиое число проходов через исследуемое вещество, если зеркала МК имеют высокие ховДОшк'нти отражения и образуют устойчивый резонатор. Ввод оптического излучения в резонатор осуществляется, как правило, через одно ив высокоотракаших зеркал вдоль оси резонатора. Здесь, однако, имеется два противоречивых требования: с одной стороны, для достин?ш:.1 большого числа проходов необходимо увеличивать кокффйциент отражения К звр^ол, с другой - нужно уменьшать Р. для увеличения вводимой в резонатор энергии.

При вводе излучения через зеркало резонатора различают два случая. В первом случае, когда еедеготй лазер генерирует импульс длительностью т}], значительно превышающей Бремя двойного

обхода излучением резонатора, плотность световой энергии в резонаторе растет до тех пор, пока интенсивность вводимого в МК излучения не уравняется с интенсивностью выходящего излучения.

Во втором случае при ти^1°штансивность излучения внутри кюветы определяется коэйдщиентом пропускания входного зеркала, и для К, близких к единице, она по крайней мере на два-три порядка меньше интенсивности на входе. Ка систему же регистрации, размещенную за

вторым зеркалом, попадает излучение с интенсивностью на четыре-шесть порядков меньше, чем интенсивность на входа в Ж. Вто требует использования системы регистрации с повышенной чувствительностью, либо более высокоинтенсивных лазерных источников. Увеличение плотности световой энергии внутри МК при ти>>1° по сравнению со случаем r^t0 определяется выражением!

* = "lyc" = -ЫК ka) + + 60У > С18)

где Lp - длина МК; с - скорость света} ^ и R - коэффициенты отражения зеркал Щ; &х и 6Q- оптические потери на один проход излучения через исследуемое вещество и собственные потери резонатора соответственно. При R=Ra=0,99 и (<Jx+i0)=IG~* получаем к=98, т.е. интенсивность излучения внутри многоходовой кюветы при ти>Н° приблизительно равна интенсивности излучения на входе. Во втором случав для увеличения вводимой энергии излучения в МК иногда используется электрооптический затвор, открывающийся на короткое время Atür^t0. На практике, однако, этот опособ имеет ряд очевидных недостатков.

В С 351 для ввода излучения в осевую МК предложено использовать нелинейное преобразование частоты (генерация гармоник, излучения суммарных, разностных частот) при векторном синхронизме в кристалле, помещенном в резонаторе кюветы (рис.19). При 'этом

преобразованное излучение распространяется вдоль оси резонатора. Излучение лазера I с требуемыми спектральными параметрами делится на два пучка, которые пересекаются в нелинейном кристалле 2 под углом Д°, соответствующим выполнению условий векторного фазового синхронизма, например, для ГВГ при использовании осне вида, взаимодействия волн. Излучение на преобразованной частоте, многократно отражаясь от высокоотражащих зеркал 3 и 4 резонатора МК, осуществляет зондирование исследуемого объекта 6, За выходным

зеркалом 4 расположена система регистрации 6.

Для увеличения к.п.д. процесса преобразования частоты следует -в соответствии с пДЛ.1._по-возможности---уменьшать угол д°, не увеличивая.однако, при этом базу резонатора МК, так как это приводит к уменьшению параметра » (18) для т„>>1°. Таким образом, предлагаемая схема МК позволяет развязать активный (лазерный) и пассивный (Ж) резонаторы и осуществить независимый выбор оптимальных значений коэффициентов отражения К зеркал для втх резонаторов. За счет высоких значений К для зеркал 3 и 4 схемы на рис.19 число проходов в МК может составлять несколько сотен. Кроме этого, при т^0, так и при тд>>1°, в резон иторе с нелинейно-оптическим вводом достигается большая (по крайней мере на порядок) плотность энергии излучения, чем в случае, когда ввод преобразованного излучения осуществляется через зеркало резонатора.

Важным является также выбор способа регистрации информативного сигнала. В компаративном способе регистрации, используемом при условии тй<1°, регистрируются амплитуды двух импульсов из всей последовательности в начале и в конце цуга. Кроме того, в систему регистрации вводится счетчик числа импульсов, содержащихся между этими двумя регистрируемыми' импульсвми. Этот способ, однако, может применяться только при использовании задающих лазеров с гагкосекундной длительностью импульсов излучения, т.к. при наносекундой длительности лазерного импульса (например, ти=10нс) для раздельного наблюдения импульсов, выходящих из (Ж, требуется большая база резонатора кюветы (Ьр не менее 2 м).

и этой связи целесообразнее использовать интегральный способ регистрации, когда приемник светового излучения имеет большую постоянную времени и осуществляет интегрирование всего светового потока, выходящего из МК, независимо от соотношения тй и 1°. Во всех случаях применения интегрального способа ргистрации требуется Проведение измерения эталонного образца оптических потерь, с помощью которого определяют общие потери в резонатора кюветы за двойной обход при отсутствии исследуемого объекта,

При ти<1° можно также проводить либо измерения энергии первого импульса, выходящего из МК (сигнал N ) и анергии всей последовательности импульсов (сигнал »п) при величии исследуеыохч) объекта в резонаторе, либо измерения энергии последовательностей импульсов, выходящих из МК, при наличии исследуемого объекта в резонаторе (сигнал Кп) и без него (сигнал ¡10). (В последнем случае

методика измерений совпадает с методикой измерений интегральным способом, когда ти>>1°). Сравнение обоих случаев с однопроходовым вариантом измерений показывает, что выигрыш в чувствительности может составлять десятки и сотни раз и он сильно зависит от общих собственных потерь 60 на двойной проход излучения в резонаторе МК, Чем меньше <50, тем больше выигрыш. С увеличением числа п проходов в резонаторе выигрыш в чувствительности МК по сравнению с однопроходовым вариантом измерений достигает при большом п (-200 и более проходов) практически стационарного значения:

_ 2(Т0-Тх)г *ст = 1 _ (т0.тх)* '

где Т0 - общее пропускание МК на двойной проход излучения по резонатору без исследуемого объекта, Тх - пропускание исследуемого объекта.

На. рис.20 представлена расчетная зависимость (Кп-Н0)/Ы0

величины коэффициента поглощения Кх исследуемого объекта при различных заданных значениях неконтролируемых собственных потерь резонатора ¿н. Будем называть контролируемыми собственнее потери резонатора, связанные с выходом излучения через зеркала 3 и 4 из резонатора (6з и ¿4), а также потери на поглощение и рассеяние ба в нелинейном кристалле. Все другие потери (рассеяние излучения на зеркалах резонатора, на пылинках в воздухе, дифракционные потери и т.п.) называем неконтролируемыми. Расчеты проводились при Ьр= I см.} для неконтролируемых потерь выбирались значения ^=0,5'/. (кривая I); 0,Тл (2) и Г-г (3). Из полученных результатов следует, что данная схема может обеспечить . измерение коэффициентов поглощения ~5*10"всм~1 .

Выполненные эксперименты подтвердили этот результат. В качестве задающего лазере использовался лазер на алюмоиттриэвом гранате с энергией в импульсе 5"10~2Дк., ти=25нс и частотой повторения ЮГц.

Лазерный пучок делился на два пучка равной штьнсиыютк, кого.--¡^ направлялись на пластинку из кристалла КНР с ,7мм пол у г;.- « Д°=Г,1° друг к другу._Излучение.ВТ генерировалось ггрттог;->е г^гТ^-Г:! фазовом синхронизме вдоль оси резонатора перпендикулярно к рабочим граням пластинки. Резонатор МК был образован дъумя сферическими зеркалами с радиусами 709,6 и ТБ00 мм и пропусканием ьэ длине ВГ Т^=0,Т% и Т^ =0,15*4. За зеркалом 4 уствнавлиььлся 4стопрьмнш Ф25, сигнал с которого подавался на анализатор импульсов «МШ, работающий в режиме амплитудного анализа. Из-за нестабильности выходной энергии лазера проводилось усреднение по <66, -612, 1024 импульсам. В качестве источника калиброванных потерь служтли шштворч СиС1. а Сц20 я- »иотнллярованной ьолю, 'концентрация коч'ирчх менялась от С =0,1 до 01о=5,2'КГ* (при этом .коэффициент поглощения к=0,127 см-' и 6,18*10~°см"1 ). При помещении в резонатор МК раствора с С о =5,2'10""(К о =6,18' Ю-в) разность сигналов измерительного Ип и опорного Мп каналов составляла (Я0-Н )=25мВ, при этом абсолютная ошибка измерений ЛНП=ЛН0=2,5 мВ, относительная ошибка ±20*/.. Результаты измерений представлены в виде треугольников на рио.20. Высокая чувствительность предложенной МК с нелинейно-оптическим вводом излучения обеспечивается за счет боль-лого числа проходов п излучения ВГ через исследуемое вещество. Оценка числи проходов по длительности импульса на выходе МК при известной длительности лязнрного импульса дает значение п -660 проходов.

Таким образом, предложенная схема иатт использоваться, например, для абсорбциошшх измерений, обеспечивая чувствительность, сравнимую о чувствительностью внутрирезонаторных абсорбционных спектрометров. Она дополняет метод внутрнрезонаторной лазерной спектроскошш (ВРЛС), позволяя проводить измерения в тех спектральных диапазонах (УФ и ИК диапазоны), где методы ВРЛС не работают из-за отсутствия подходящих лазерных источников. Кроме этого, с использованием предложенной МК мошо измерить слабые потери в веществе о широкими полосами поглощения, превышающими полосы генерации лазерных источников, что невозможно в ВРЛС.

МК с нелинейно-оптическим вводом излучения может найти и другие практические применения. В £36) предложено использовать созданную МК с нелинейно-оптическим вводом излучения для измерения коэффициентов отражения многослойных диэлектрических и металлических зеркал, близких к единице. Серийно выпускаемые приборы не позволяют получать

точность измерения выше Ю-3, Повысить точность измерений можно аа счет многократных отражений оптического излучения от используемого зеркала. Это осуществлено, например, в многоходовой кювете 132*3, в которой одно из зеркал является эталонным, а другое - исследуемым. В Е32*3 ввод излучения в МК, однако, осуществляется через одно из зеркал, другое зеркало является выходным, за которым размещалась система регистрации. Такой резонатор МК, состоящий из двух зеркал, не позволяет, во-первых, проводить измерения коэффициентов отражения металлических зеркал и, во-вторых, доля вводимой в резонатор энергии мала. Анализ показывает [361, что если использовать нелинейно-оптический ввод излучения в кювету, то в резонатор кюветы вводится больше энергии за импульс (даже при ти<1°), чем при вводе через зеркало. За счет этого улучшается отношение сигнал/шум на выходе МК, и увеличивается (в ~ 5+8 раз) точность измерений по сравнению с [32*3. Появляется также возможность измерения коэффициентов отражения металлических звркзд.

Еще одно из применений МК с нелинейно-оптическим вводом излучения в резонатор предложено в [371. Здесь для возбуждения и исследования вторичных оптических процессов в веществе исследуется свойство МК значительно увеличивать плотность анергии внутри резонатора при ти>>1°. При достаточно большом ти плотность энергии в резонаторе кюветы будет расти до тех пор, пока общие потери в резонаторе за единицу времени не сравняются по'абсолютной величине с вводимой мощностью преобразованного в нелинейном.кристалле лазерного излучения. Благодаря тому, что общие потери составляют, как правило, величину не более нескольких десятых процента, достигаемая плотность энергии в резонаторе кюветы может на один-два порядка превышать плотность энергии в пучке преобразованного излучения, генерируемого в нелинейном кристалле в отсутствие резонатора МК. Из расчетов следует также, что при ти>>1°, длительность . импульсного сигнала фотоприемника, регистрирующего вторичный процесс свечения в веществе (например, лкшнесценцию), в несколько десятков раз меньше длительности сигнала фотоприемника при Таким образом,

возможность получения на выходе фотоприемника более короткого по времени сигнала с большей амплитудой позволяет повысить точность измерений.

IV. 1.2. Метод внутрирезонаторной лазерной спектроскопии о

применением процессов нелинейного преобразования_частоты----------- ■

■ Развитие . методов---внутрирезонаторной лааерной снвктросксныи ' (ВРЯС) позволило обеспечить вноокув чунствитэльностть спектральных и'Миракий гкнчкэдь гелььой способности вешвпт» в различном нгрегатн-лм состоянии к диапазоне 400-800 нм. Этот диапазон ограничен отсутствием подходящих перестраиваемых лазерных источников в Щ и ЙК областях спектра, хотя именно в этом аиьпазонв содержи:ся оллее ценная спектральная информация о вещества, чей в видимей.

В [38-40] предлагается новый метод внутрирезонаторной абсорбционной спектроскопии для У® и № сбдасюй апнктря, сспоьшной нз аслользсвьнии процессов 1ен«ряимя излучения суммарной (СЧ) и разностной частот (РЧ), который аналогичен по своей физической сущности и возможностям методу ВРЛС. Один из вариантов схемы ВРЛО с нелинейным преобразованием частоты для исследования слабых поглощений или микроколичеств вещества в ИК диапазоне спектра показан на рис.21.

О помощью поляризационной призмы 3 излучения лазеров I и 2 с частотами и и и> смешиваются

1 г

в нелинейном кристалле 4, вырезанном так, что выполняется условие фазового синхронизма к -

- к2= к4 для генерации разностной частоты

- «1 - «г, При обратном прохождении через кристалл 4 вновь осуществляется нелинейное преобразование, причем характер нелинейного процесса зависит от фазовых соотношений между взаимодействующими волнами на частотах о4, иа и ^ и их интенсивности после отражения от зеркал 7 и 9.

Из решения системы укороченных уравнений для действительных

амплитуд р

1сп1 }

и обобщенной фазы $(г)=» (г)*р (г)

следуют выражения для плотности мощности взаимодействующих волн на

выходе из нелинейного кристалла при прямом проходе (знак "+"):

Б*Си = Б^СОЭ спг(Г;,к+)/с1пг(С>к+);

= Б+С0Э + (5+(0) - 8+СиЗа п /а п ;

г г 1 1 г г » 1

Б+Ш = [Б+СО) - вЧьт п /о- п ;

II 1 I 4 4 11'

где С = Ь - длина кристалла; = [8т7ис~'(ст(п~'Б^СОЗ +

+ о^п"'Б^СО))-1 /г; = Дпы^Сп^сУ -коэффициент нелинейной связи; с!^ -эффективный нелинейный коэффициент на частоте

к+= [Э^СОЭст п С^+С03 сг п + Б+СО) а п )"']''*; спСЕ,к+); с1п(С,к+)-

- 1 1 ггч1 г г г »I'1

эллиптические функции Якоби.

Пусть при обратном проходе знак "-" обобщенная фаза ф изменилась на гг за счет дисперсии воздушного промежутка менщу нелинейным кристаллом и зеркалами 7 и 9, Тогда, если в условиях точного синхронизма при прямом проходе через нелинейный кристалл и в отсутствие излучения разностной частоты на входе в нелинейный кристалл обобщенная фаза $+= л/2, то на обратном проходе $~=-л/2, и энергия волны с разностной частотой будет перекачиваться в волну с частотой ы(. Если за нелинейным кристаллом размещается исследуемое вещество б, поглощающее на частоте ы4, то с учетом того, что зеркала 7 и 9 - глухие, а излучение разностной частоты дважды проходит через поглощающее вещество, граничные условия на. входе в нелинейный кристалл при обратном проходе имеют вид:

5*41.) = Б+а,); = Б+а); Б^Ш = й^СЬ); §"* = - п. (20)

Здесь <5х=ехр(-кх1х) - доля излучения разностной частоты, поглощаемая исследуемым веществом длиной Ц и с коэффициентом поглощения кх.

Система "нелинейный кристалл-поглощащее вещество - глухие зеркала 7 и 9м может рассматриваться как некоторое "нелинейное зеркало", имеющее коэффициенты отражения на частотах « и ь>2 соответственно Кнл=8~С0)/5+С0) и 03 /Ь,+С0). Решение ' системы

1 а г г

укороченных уравнений с учетом граничных условий (20) позволяет

найти плотность мощности 3~(0) и Б^(0) излучения на частотах о и о8

после обратного прохождения через нелинейный кристалл и определить

тем самым Кнл и Йнл (39,40). 1 ^

При малой плотности мощности в резонаторе одного из лазеров, например, лазера I, когда 5*(0)<<3*(0) можно получить приближенное выражение для коэффициента отражения "нелинейного зеркала" на

частоте u ; t

Rf11 * [cosa/ju : + öx sjnacL'-/i jj2, . _ c^d_______

гда M * tQ:n2 (eiidjcr^S;-)"13» /а:"Бтоо0й"'к0»М!Ши1ьнг отра*ад.!Я P"JI н этом случав примерно равен единице. Такая ситуация монет возникать, когда, например, излучение мощного твердотельного лазера смеаиьается с и®лучением менее моемого лазере на красителе. Расчеты, шнолнннниа о использованием точной и приближенной формул, показнвчпт, что выражение (21) справедливо вплоть до S »з кВт/см8 сьги ми^нг.-гных мощностях лаьпря с частотой и,).

Тжм образом, коэффициент отражения Р."л на частоте и зависит от величины, характеризующей поглоазшз а н*ч<естр.е шлучокия разностной чистота u4=w . Тем овмш появляаюя возможность судить о ьоличине поглощения, допустим, в ИК области спектра, измеряя спектральное распределение интенсивности излучения одного из лазеров в схеме рис.21, например, в видимой области спектра.

Пусть лазер с частотой ы является многомодовым, а излучение с иг - одномодовое, при этом поглощение исследуемого вещества на частоте и4, сказывается в конечном итоге только на одной моде лазера с частотой ы . Тогда поглощение вещества можно оценить по провалу в спектре генерации этого лазера.

Б (21) R1HJ1 не зависит от плотности мощности на частоте и , что существенно упрощает ' дальнейший анализ. Для лазера с однородно-уширенным контуром усиления с учетом пространственного выгорания относительная глубине провала Д1/1 в спектре дается выражением (33*1:

Д1 А • Ak/Akg

Т~ = 1 + Дк/Дк '

О

где А = EBnL Г (1 - и*') г/=П i Lp - длина резонатора; Г -полуширина спектра усиления; х0 - превышенгз порога накатай на центральной моде: п - усредненный показатель преломления; kq-ко&ффициент неселективных потерь на единицу длины резонатора; Дк -селективные потери в моде, испытывающей поглощение в исследуемом веществе, В случае измерений вне резонатора чувствительность к поглощению (Д1/1)' = 1 - expC-kxLx) = 1 - вг Тогда для увеличения чувствительности имеем

« = шлт- » А ^ - <V(1 + Ak/Vr'

где с учетом (21) Дк в анализируемой схеме задается выражением:

Дк = C2Lpr'lnCR™)"1 = -Lp~' Inf cos Cf,/^ + dxsin Ct/juJl.

Представляет интерес зависимость увеличения чувствительности от к.п.д. преобразования излучения с ы в излучение на разностной частоте В приближении S( <<S2 для квантовой эффективности ■ нелинейного преобразования справедливо выражениеб г/ = sin®(L/p)C4*l. С учетом этого на рис.22 приведены зависимости ?(п> при различных

заданных значениях коэффициента неселективных потерь к0= 0,02 (I);

0.05 (2) и 0,1 см"1 (3); параметры лазера на красителе при этом: Lp= 50 см, Г = 2000 см"', х0>>1, п %

1, среднее значение =0,594. В качестве второго лазера рассматривался лазер на рубине (Хг= 0,694 мкм), мощность которого с целью изменения т? варьировалась в пределах 1+80 МВт/см2. В качестве нелинейного преобразователя частоты использовался кристалл йодата лития с фиксированной

длиной (L = 2 см; 4 см). Из полученных результатов видно, что анализируемая схема позволяет при реальных параметрах лазеров и кристалла повысить чувствительность на 2-3 порядка по сравнению с ннерезонаторкым вариантом. При этом в случае т? = I чувствительность схемы соответствует чувствительности традиционной ВРЛС при тех ке параметрах лазера, работающего на частоте со .

Можно показать также, что как и в обычной ВРЛС, чувствительность рассматриваемой схемы растет с увеличением числа генерируемых лазером I мод и степени их конкуренции. Расчеты показывают, однако, что чувствительность в обычной ВРЛС несколько кьгав. Это объясняется тем, что лишь часть излучения лазера I преобразуется в излучение разностной частоты и подвергается затем действию поглощающей ячейки 5. В результате отношение поглощенной мокщости к плотности мощности в резонаторе лазера I оказывается меньше, чем при обычной ВРЛС.

Для достижения максимального выигрыша по чувствительности в предлагаемом методе существенным является выбор оптимальных фазовых соотношений для взаимодействующих волн. До сих пор рассмотрение

:§-10"3 . 1

4-

3-

2 -

1 ■

°г>' 09 >

Рис.22

проводилось, когда обобщенная фаза Ф~=-п/2, что соответствует

оптимальным условиям перекачки анергии аз волны нн разностной------

_ частоте я впаду « д-случае пронпвашюй обобщенной фазы í~ при обратном проходе в приближении S. <<S, получаем для коуфпшу.енха отрягеиия "нелинейного зеркала" й^плв.луивев вчреггштп? г401:

PHJ! = Сё") = Рнл (<r=-¡t/2) - 1 ti + sin Пй., sin'CL'M)),

11 f- л

где r"-"($"=-§) задается яцрякчдом (ЯТ). f-h рис. 23 ¡тъчлмн rinHuowmi от обобщенной iJ>d?h б отсутствие ногдоочиия

и при рпзлйчнах к.п.д. преобразование в разностную частоту (i)=0,I (I); 0,25 (2) и 0,5 (3)).

3 1"."'.п. колИмЦиеиты

отражения зеркал резонатора лазера выбирают близкими к 100% с целью уменьшения коэффициента неселективных потерь и увеличения тем самым чувствительности поглощения. В рассматриваемом случае также следует путем выбора добиваться увеличения Управление

обобщенной фазой осуществляется, например, путем изменения длины воздушного промежутка между кристаллом и зеркалами 7 и 9, либо с помощью размещенной между крис-из соответствующего оптического материала с варьируемым углом падения на нее излучений C4D.

Таким образом, предложенная схема позволяет реализовать преимущества традиционной ВРЛС и расширить рабочий спектральный диапрзон в ИК область спектра. С другой стороны метод ВРЛО с нелинейным преобразованием частоты применим также для исследования поглощения и в УФ области спектра; при этом на прямом проходе должно генерироваться излучение суммарной частоты ы3= w +w2, а на обратном - разностной a>t=u>3-ut. Анализ показывает, что и в этом случаи тлеют место всэ установленные выше закономерности.

Рис.23

таллом 4 и призмой 3 пластинки

IV.1.3. Некоторые вопросы ИК спектроскопии с использованием процессов параметрического преобразования частоты вверх

Впервые использовать процесс параметрического нелинейного преобразования вверх (ап-конверсии) в ИК спектроскопии было предложено в С 34*]. В дальнейшем был разработан ряд нелинейных ИК спектрометров, обзор основных типов которых содержится в 135*3. Основным элементом нелинейных ИК спектрометров является преобразователь частоты, в котором полезный, как правило, слабый ИК сигнал с частотой мш смешивается с мощным монохроматическим лазерным излучением частоты «н (излучением накачки), и в результате генерируется излучение суммарной, более высокой, чем исходные, частоты ыв= В преобразованном излучении в силу дисперсии

угла фазового синхронизма содержится информация о спектральном распределении интенсивности ИК сигнала. Подбором нелинейных сред и схем нелинейного взаимодействия можно добиться более высокой по сравнению с традиционными устройствами угловой и линейной дисперсии [36*]. Частоту излучения накачки при етом выбирают таким образом, чтобы для регистрации преобразованного сигнала можно было использовать высокочувствительные неохлаждаемые малошумящие фотоприемники видимого диапазона. Это позволяет повысить пороговую чувствительность приемного устройства в целом. При ап-конверсии ИК излучения в видимый диапазон можно добиться увеличения спектральной плотности регистрируемого излучения в видимом диапазоне;

где гХв и гХик - спектральная плотность излучения соответственно в видимой (длина волны хв) и ИК (Хш) областях спектра; п энергетический к.п.д. преобразования (выражение (22) записано для случая, когда спектральное разрешение в волновых числах одинаково при приеме в ИК и видимой областях спектра). Например, гХв/гХик > I для Хик= 4,7 мкм; хн=1,06 мкм и Хв= С,86 мкм при сравнительно невысоких к.п.д. преобразования - Для увеличения отношения

гХв/гХик слеДУет повышать к.п.д. преобразования. С этой целью используют процессы внутрирезонаторного преобразования частоты, как при генерации излучения суммарной частоты [37*], так и при генерации разностной частоты (38*1.

В [41] рассмотрена работа нелинейного ИК спектрометра, в котором исследуемый объект зондируется ИК излучением разностной частоты ь>4= ы1{К= полученным при смешивании в кристалле

г

X,

2

(22)

излучения мощного лвэера с частотой «_,= « (излучения накачки) с; излучением перестраиваемого лазера на красителе с__ частотой - ».» -— Излучение разностной частоты-после прохошния наследуемого •.•б'нкта

________смевявпотйя сноно о излучением .:агерп някячкп в иелйне&юм

кристалле, в результате чего происходит процесс яп-кппрррсш! и,.,,->-о,(= щвч» . Пои зто?» процессы генерации излучения разностной частоты и поеледух'жеЯ ш-конвврсии осуществляются по ваутрирезоняторнп«»

ме'1'ОДУ В ОДНОМ и том же н»лик<?£гт0т1 КрРСТ8ЛПЧ. СГ>*К1ГЧДЬЙ»Н

чнфсргтж извлекается при ис<ус котти получения « ч*тгутсй <ч , ,г.н, иря анализе излучения лазера на красителе. Схема нелинейного ИК спектрометра идентична схеме спектшмвтре д."" 2ГЛГ. с т'о.таю.Тнмм преойрАяорчщкгл чаото-рм «я р;:с.21. Ь очмртт ст БГДЛ в нелинейном ИК оиект|«»"»гро могут использоваться лазерные источники с узкими линиям генерации, т.к. наблюдение провала в спектре генерации регистрируемого излучения с частотой и не требуется.

Анализ показывавт, что предложенная схема нелинейного ИК спектрометра позволяет существенно увеличить спектральную плотность мощности регистрируемого сигнала и, следовательно, повысить спектральное разрешение и улучшить отношение сигнал/шум.

Для оценки выигрыша в спектральной плотности рассчитывалось отношение ? выходной мощности лазера на красителе в описанной схеме нелинейного ИК спектрометра и мощности излучения, падающего на систему регистрации видалого диапазона в ИК спектрометре, в котором генера;шя зондирующего излучения разностной частоты и последующая ап-конверсия осуществляйся з двух отдельных нелинейных кристаллах, размещенных вне резонаторов используемых лазеров (рис.24). Рассмотрение проводилось для стационарного режима работы лазеров, Ко&ффициенты отражения !?®ыхй выходных зьркал 7 для лазеров соответственно на рис.21 и рис.24 выбирались оптимально,гл. ■ С учетом этого увеличение мощности регистрируемого сигнала при использовании енутрирезонаторннх методов преобразования частоты выражается в виде:

коэффициент поглощения нелинейного кристалла; б - характеризует

(23)

где д - усиление в лазере Г за один проход; 6 = Ь, к - длина и

-1а..

потери в "нелинейном зеркале" без учета поглощения в исследуемом веществе, которые определяются, в основном, потерями в поляризационной призме 3'; коэффициент отражения "нелинейного зеркала" в схеме на рис.21 (см.(21)); 6t - потери за один проход в

активной среде; 6 -потери в поляризационной призме 3 (потери в нелинейном кристалле и второй поляризационной призме 3' учитываются также в R^); у = ¿cos* (jj) - потери, связанные с преобразованием в разностную частоту и поглощением в нелинейном кристалле; vp,vc~ к.п.д. преобразования в излучения разностной и суммарной частот в соответствующих нелинейных кристаллах 4 и II схемы на рис.24. В (23) подразумевается, что R™* и Р.™х- оптимальные значения коэффициентов отражения выходных зеркал 7.

Численные оценки показывают, что преимущества предлагаемой схемы проявляются при небольших потерях в нелинейном кристалле и поляризационных призмах. Если суммарные потери (без учета поглощения в исследуемом веществе) не превышают ID-I5X, то схема позволяет

повысить мощность регистрируемого сигнала на несколько порядков. Увеличение потерь приводит к уменьшению f. Так для примера на рис.25 построена зависимость i от потерь в поляризационной призма 3 в предположении, что начальное усиление в двух схемах рис.21 и 24 одинаково (до=0,5 (I) и 0,8 (2). Из рис.26 видно, что выигрыш в спектральной плотности тем больше, чем больше начальное усиление до, Следует отметить, что использовать предлагаемую схему с точки зрения

1000

100

10 1 1 1 •

0,05 0,10 0}15 ¿2

Рис.25

достижения высоких значений

жъу смысл, еслл кл;.,ц.

г,..Д( |Г.цваН7, ЧК

в схонб ср&кшш хрис.24) и;:

ЗСЛЦ ЭТОЙ ИГвМв-гоТПЗЗЛЗТ

-I

¿аочетЫ-

<. ч<iJ изучена орп."

ра папачки.

¡¡й^ч'еЯшхл. й; . оиоКтро-

нииорамный ИК спектро-

метп и •и'|м>'-

увеличение угловой дисперсии. С этой целью преобразователь частоты представляет собой две плоскопараллельные пластинки I и 2 (рис.26) из нелинейного кристалла.

крнствллл пьрбн;<ьлл,:

ипзк<'<ч;<>! формируются л ислольй ;.,Д'-л л иЛлЛНЛрКЧн. Л.-.Л „ЛЛЖ »4:11 Л'1 >0р|5сСЧЧТ.;ЛЬ. НЛаО'|ЛЛ«|! лл

плдпнцлму рлохолжемулч лучку так, чтобы крьйкие лучи а и Ь пучка образовывали с оптичес-к 'Я ой.» кристалла углы л ¿¡£, равные углам фазового синхронизма для параметрического преобразования частоты ИК сигнала вверх с длинами во.ш и соответственно (рис.27). Угловую апертуру 2а расходящегося пучка выбирают

при этом равной разности углов =Д9°= 2а. Значения длин волн

хик и хикс00тввтс'гв1гют границам рабочей спектральной области нелинейного ИК спектрометра Центральный луч в

расходящемся пучке составляет с оптической осью пластинок угол 6°, что соответствует углу фазового синхронизма для ап-конверсш ИК сигнэла с длиной волны х°ж, при атом Х°да€ (Х^+Х*^).

Одна из кристаллических пластин, составляющих преобразователь частоты, ориентирована по отношению к другой так, чтобы их главные плоскости совпадали, а оптические оси образовывали между собой угол Р = 18О°-20о?

Благодаря таким конструктивным особенностям нелинейного преобразователя частоты, ИК излучение каждой длины волны из рабочей области (х^л^), за исключением х^, преобразуется в излучение на суммарной частоте, распространяющееся в двух направлениях симметрично относительно оптической оси спектрометра (прямая ММ' на рис. 26 и 27). При этом в каждом из направлений, попадающем в апертуру расходящегося пучка, в преобразователе частоты происходит преобразование Ж излучения с двумя длинами волн х^х^,

расположенными справа и слева от Х°к. Например, в направлении луча а в первой пластинке происходит ап-конверсия ИК излучения с длиной волны х^ (угол фазового синхронизма 6®), во второй - преобразуется ИК излучение с длиной волны х^ (угол синхронизма В направлении луча Ь, симметричного по отношению к лучу а, в первой пластинке преобразуется ИК излучение с длиной волны Х^, во второй - с длиной волны х^. С целью устранения неоднозначности идентификации преобразованного излучения на входе нелинейного спектрометра отавят два сменяющихся фильтра Г: один с областью пропускания

другой - При установке, например, первого фильтра в

преобразователе частоты вдоль направлений лучей а и Ь будет

лщ- итиухотвует/. По аналогичному принципу может производиться фильтрация уже преобразованного излучения(фильтра Г0). Очевидно, что угловая дисперсия такого панорамного нелинейного Ж спектрометра в два раза выше, чем в спектрометрах, где преобразователь частоты состоит из одной кристаллической пластинки.

только излучение с длиной волгы X" (излучение с

а

'ИК

IVЛ.4. Эффект генерации переменного электрического ноля в нелинейных кристаллах; возможности его использования в спектральных

измерениях _________________ _______________________________________________________

---------В -"ряде работ (например, С39*]) наблюдался эффект оптического

выпрямления, заключающийся в возникновения Астатической

поляризации нелинейной среды под воздействием мощного лазерного излучения. С помощью этого эффекта удалось установить связь между линейным электрооптическим эффектом и эффектом оптического выпрямления, измерить значения компонент тензора нелинейной восприимчивости третьего ранга на нулевой частоте. Он использовался для измерения энергетических характеристик лазерного излучения [40*1, обсуждался вопрос о ь>о применении для регистрации яикосекундных световых импульсов.

Как известно, при распространении излучений с частотами ^ и оь в кристалле возникает нелинейная поляризация, общий комплексный вектор которой можно записать в виде

Рн.п.3 а ■■^а'Ьр А^вхрЦСЙ^ ♦ - СМ1 + +

л.

где ^ - тензор нелинейной восприимчивости третьего ранга; а и /3 указывают поляризации смешиваемых волн, 1 и ^ - их частоты, - волновые векторы.

Если = $ р, е^ = то в кристалле наряду с генерацией второй гармоники (первая часть выражения (24)) возникает статическая поляризация среды (вторая часть (24)), не зависящая ни от г, ни от I (эффект оптического выпрямления) . Более интересная ситуация возникает при с^ = ^ ,но * ^ 141*Ь При таких условиях в среде возникает переменная в пространстве нрлинейная поляризация, которая достигает максимального значения в точках кристалла, определяемых из выражения - = тя. (т=0,1.... 1.

В (43] рассмотрев случай, когда в среде возникает нелинейная поляризация, не зависящая от пространственных координат, но изменяющаяся во времени. Действительно, если в (24) положить:

то вторая часть в (24) равна

рн.п.= Н atf£itiJ :ti« §jp AiA4exp (iwt)'. где ы = Wj - 01 j.

Условия (25) могут выполняться лишь в анизотропной среде. Например, в области нормальной дисперсии для одноосного отрицательного кристалла (типа КДР) имеем:

аЛе = W C26i

где Nie - показатель преломления для необыкновенной волны частоты wj, распространяющейся под некоторым углом в к оптической оси кристалла, nj0 - главное значение показателя преломления для о-волны с частотой uj.

В отрицательном кристалле условие (26) выполняется при ы^ ы, Выражая Nie через главные значения- показателя преломления f 3 3, найдем направления распространения взаимодействующих волн в кристалле, при котором будет наблюдаться эффект генерации Переменного во времени электрического поля:

- Л>-ЙЙЛ '

Для заданного значения частоты Wj = wj0 значение может изменяться в соответствии с условием (26) от = ujQ (при этом со = О; 0 = 0°; Nie = nj0) до некоторого значения wi = wio, определяемого

из выражения «ionie = "jo"jo (1ГРИ 8Т0М u = umax = uio ~ ujc = = 2nfmax; 9 = 80°; Nie = nie). На рис. 28 приведена зависимость произведений и fjnje для кристалла КНР от частоты света f в диапазоне (0,3+0,6)-Ю1 "Гц (соответственно в длинах волн 1,0+0,Б мкм). С помощью этой зависимости можно определить максимальное значение частоты f = — (и, - сь.)

max гП 10 JO

генерируемого переменного электрического поля, если задана частота одного из смешиваемых лазерных излучений,

В С431 рассмотрены некоторые частные случаи выбора симметрии кристалла, направлений распространения волн, спектральных характеристик

Рис.2В

лазерного излучения, а таете рассчитан ряд нярч'детров, хйрпктяризующих рассматриваемый Щпкч. _____________________________ —

Когда __один-из-иеточтптксн"" га^ик'-еу.ы:? л^а^ркнк изяупнпП обляд^чт nuccüoi! 1.!':.!10хг'0,'зтич!,,0(.:тни :! чос'ютн'. *! от'кл'лыоохьй.то, 43 .■.'.wepeiLL': чЫЯ'ОТНЫХ УЯПВК^ерТ'ГТ'ТК р'Л'ИиТРПруПМ".") а-п»ктг^тгсч~т\) птеела, :"с*:но оудлть . '.■[¡октрал'-нь'к „арзчтчри.'гичт; стоглг.'п ирного Яра эхоы а ряде случаен -

учишва*ь модовый ппптея гггт«г<н' .-и,::-:' vs ••пт.- >;■,}, : .....>•>

г"нч{ пео ,■ vei ■ г-!'.'".-'.u е также

;. Pf, ..!!■,-!;! г s- МОСТОДСЕйО СИШАН В ЛЭЗерНЫХ ИСТОЧНИКВХ.

Г.*.Л. .¿моо» ■мнгтр«?;';;-- :: ¿ранних характеристик

лазерного излучения с использованием интерференшюнно--поляризациокных и иеяинейно-оптичеоких явлений в кристаллах

В ряде практических приложений лазерных источников необходимо знание пространственных (расходимость, угловое распределение, центр тяжести пучка и др.) и временных характеристик «злутг-~ла. р ««КОТОРЫХ случаях ИХ - ¡rm'-bH-J СЛП-">ЯЯ 31М.Т-1Л.

"ля изменения yiviok-x "агак лазерных пучков

Ч'Зi-.-jpo основных 4öto.!;j: -'етоя '[оналыгого нячнн Н2*3, чечокчппс-рейочякй метод 143*1. лвух '•ечзий» (44*1 и метод

пвгцс. 1>0шгл яииграчкн направленности Г 45'3. Расходимость пучка «»лучонид «епрершзшк лазеров яокрт определяться любым из четырех 'летодов или их разновидностей, однако наиболее часто для этой цели используется метод двух сечений. Для измерения расходимости гстульсных лазеров обычно применяется метод фокального пятна, ¡»етсдом регистрации диаграммы направленности исследуют угловые характятасггеки, как правило, полупроводниковых лазеров.

Ь методе фокального пятна расходимость 2а лазерного излучения определяется из отношения диаметра D пятна изображения поля излучения в фокальной плоскости объектива," измеряемого на определенном уровне энергии излучения, к фокусному расстоянию f объектива 2a= D/T. Этот метод положен в основу ГОСТа 24453-80 "Измерение параметров и характеристик лазерного излучения". Для определения размера пятна наиболее часто используется метод фотографирования распределения интенсивности в фокусе линзы с последующим фотометрированием. Отсюда проистекает ряд возможных

ошибок измерений (аберрационные искажения изображения, неточности в определении местоположения фокальной плоскости, нарушение закона взаимозаменяемости Бунзена-Роско и др.). В овязи с этим ошибка измерений в методе фокального пятна составляет в соответствии о ГОСТом - 25%.

Значительные затруднения возникают при измерении расходимости лазерных источников, в особенности импульсных, в ПК области спектра (X >1,2 мкм), где отсутствуют подходящие фотоматериалы.

В [451 предложен метод измерения расходимости лазерного излучения, основанный на явлении интерференции поляризованных лучей в кристаллах. Основным элементом такого измерителя расходимости (рис.29) является кристаллический элемент Б, обеспечивающий создание

разности фаз между обыкновенной и необыкновенной волнами в кристалле

ЛР = Г1 Сп0 ~ пет} 1< зависящей от угла в с оптической осью, под которым распространяется выделенный' луч в расходящемся лазерном пучке. Поляризационная призма 6 позволяет анализировать интерференционную картину. Призма Дове I обеспечивает измерение расходимости в двух взаимно перпендикулярных направлениях по сечению пучка. Призменный телескоп 2 используется при измерении малых значений расходимости, обеспечивая увеличение исходной расходимости пучка в заданное число раз. Для получения максимальной контрастности в интерференционной картине с помощью вращателя плоскости поляризации 3 ориентируют плоскость поляризации лазерного пучка под углом 45° по отношению к главной плоскости кристаллического элемента 5.

Угловое расстояние между соседними максимумами (или минимумами) н наблюдаемой интерференционной картине определяется из выражения:

Д =

Кпо - Пе)

Бша0

"исло полос в интерференционной картин» зависит от одлпчикн угла расходимости сучке. 3 ная углевоз расстояний д - между- - гюор глгачтт интврй0ярпну(»онн>,м1т"' толпеамй и 'чимл полос !!, ч-тчнпом уровне ['нт^нонкнеети, чоуно ччпп; ре'-ч^'ч'чушчч: ъ.к о

ч.-чйа; = ггЛ, Число полос может лгтр°™.гнтъ~- (но

чукстьите/н-нос ГЦ 1\:!;-:ЗЧ ^ , ¡к-.ГОГЧЧ^'ьине'О'и1. ЧПОО И ПИ ПОМСЛИ ПО'-^и'ОНЧО чупотмуммш пг/емничоь. йз.у.еренпа числа полос у?

дальней ""не, "г; ''"екеторч" , п,.ч<чгч:! гчучП'-: .:,ч.->>ров

>'ч '•онрок'кч.и.'м ре?о!]'-п'о;ч;м, пли оичме'.¿'¡'чного раздвину того ¡.езенатора).

В данном МЙТППЙ тплГ0П1С .мттлл».- 2 СХГм^доллптИи

ЛГ\,"?В Лйл-Ко. ГМ.мтггог^ а ц прйЬ'ТШЦШЧеСКОМ ЭЛбМвНТв 5

апвртурного эффекта - сноса энергии необыкновенной волны в пучке по отношению к обыкновенной. Максимальное число интерференционных полос и их максимальная контрастность наблюдается в фокальной плоскости объектива 8, где части пучка о о- и е-поляризациями полностью перекрываются.

Таким образом, использование кристаллического элемента позволяет проградуировать по углу изображения сучения пучка в •дальней глне, е т»ю»е ийявгичат нвхоклнние •ГсквлыюЯ плоскости 1'.сполрдуе«^цо </>,ьмк,>йг«й шрважрвп п 20~30 раз точнее, чем в обычном четодя фокального пятна).

Г~л получения полоо с известной угловой мерой мокно ^пользовать и интерферометр Фвбри-ГТяро, однгжо сравнение I',чгайыи<1«г, что при одном и том же свободном спектральном интервале «■.ристалличеокому элементу соответствует в несколько раз меньшее угловое расстояние между соседцшмп полосами. Величина свободного спектрального интервала для кристаллического элемента определяется по формуле:

6\ * *гП,Сп0 - п0) 51паб°р .

йлрцмер, для кристалла КДР длиной Ь = I см при X = 1,06 мкм эта величина = 56 %.

Погрешность при измерении расходимости с использованием явления интерференции поляризационных лучей в кристаллах оценивалась с учетом ряда возможных негативных факторов: неточности выставления оптической оси кристалла'; погрешности определения дьулучепреломления; температурной зависимости показателей преломления кристалла; погрешности в определении длины кристалла;

клиновидности кристаллического элемента; погрешностей, связанных с апертурным эффектом и неточным определением положения фокальной плоскости объектива; неточности определения коэффициента увеличения призменного телескопа и др.).

При разумных вариантах параметров элементов измерительного устройства совокупные ошибки могут свестись к нескольким процентам Ы-2%).

Был создан экспериментальный образец измерителя расходимости на предложенном принципе [44,46] и с его помощью исследовались типы лазеров, расходимость пучка которых определяется различными причинами: естественной и наведенной неоднородностью активной среды, конструкцией резонатора и др. Измеритель кроме элементов, показанных на рис. 29, содержит систему регистрации на основе телекамеры КТП-40, состыкованную с микро-ЭВМ для обработки результатов измерений. Разработано соответствующее программное обеспечение. В эксперимента" подтверждена работоспособность измерителя, а также невысокий уровень погрешности в определении угловой расходимости лазерных пучков (^3+5%).

Для расширения спектральной области измерителя в ближней и более далекий ИК диапазон предложено [45) использовать нелинейное преобразование изображения структуры полос из ИК области в область чувствительности фотоматериалов и фотоприемников. С этой целью можно пользоваться процессами удвоения и сложения частот. На рис. 29 показан случай, когда на выходе анализатора размещен удвоитель частоты лазерного пучка 7. При этом его главная плоскость перпендикулярна главной плоскости кристаллического элемента 5. Благодаря такой ориентации нелинейного кристалла изображение системы интерференционных полос переносится в область чувствительности приемного устройства; при этом искажения практически не зависят от величины расходимости пучка (в пределах нескольких угловых градусов). На рис.30 показаны типичные интерференционные картины пучков гелий-неонового а) и б) (фотография б) получена с использованием призменного телескопа), рубинового в) лазеров и лазера на алюмоиттриевом гранате г) (последняя получена на выходе измерителя с удвоителем частоты из кристалла КДР). При определении числа полос на заданном уровне интенсивности с использованием нелинейного преобразования изображения интерференционной картины кьооходимо учитывать зависимость интенсивности преобразованного излучения от интенсивности измеряемого пучка.

а)

в)

В (473 предложено устройство для измерешя длительности "пйкосекунд-ннх импульсов, в основу которого положен эффект генерации второй гармошки при смешении в кристалле двух импульсов основной частоты, между которыми создана регулируемая временная задержка.

В отличие от известных [ 48*] устройств такого

типа предложенное устройство позволяет осуществлять измерения за

одну вспышку лазера. В С47*3 аналогичная задача решалась путем

введения на пути лазерного импульса клина из кристалла кальцита, что

даввло возможность создавать между обыкновенной и необыкновенной

волнами в кристалла переменную по сечению пучка задержку Мэ.

Временное разрешение такого устройства ограничивается рядом

Факторов. Из-за двулучепреломления на выходе из клина световые

импульсы, соо^'ветотвуюэде о- и е-волнвм, распространяются не

параллельно, а под углом друг к другу. Это вынуждает использовать

для удвоения частоты тоыою Ы+2 мм) нелинейные кристаллы.

Поскольку анизотропный клин является по существу дисперсионной

призмой, необходимо учитывать дисперсию угла фазового синхронизма и

согласовывать ее с дисперсией клина, что не всегда возможно.

Дифракция на тонком краю клина также приводит к уменьшению

временного разрешения, т.к, не позволяет определить амплитуду ВГ при

Д13» О, В [471 усовершенствована конструкция элемента,

обеспечивающего переменную по сечению пучка временную задержку и

позволяющего устранить зсэ отмеченные недостатки. В центре сечения

лазерного пучка временная задержка 0; по мера удаления от

центра она увеличивается. Длительность импульса лазера определяется п - п

ТИ- 2г0Чдр —!-£, где ¡^ о, п] е - главные значения показателя преломления кристаллического элемента временной задержки; /3 - угол, характеризующий его геометрические параметры'; 2г0 - расстояние от центра сечения пучка до точки, в которой энергия ВГ падает в е раз, Величина 2г0 измеряется путем регистрации поперечного распределения

анергии ВГ, причем результат измерения первсчитывается с учетом реального поперечного распределения энергии в лазерном импульсе. В результате значительно (примерно на порядок) уменьшается влияние на временное разрешение таких факторов, квк непараллельность распространения изонормальных волн на выходе элемента задержки, а также дисперсия этого, элемента и дисперсия угла фазового синхронизма в нелинейном кристалла.

IV.3. Методы управления временными, спектральными и пространственными параметрами лазерного излучдяия ,о применением процессов нелинейного преобразования частоты

Нелинейно-оптические эффекты преобразования частоты можно использовать для прямого управления спектральными характеристиками лазерного пучка. Одновременно с этим, происходит также изменение его временных и пространственных характеристик. Известны, однако, и другие, более сложные нелинейно-оптические метода управления втими параметрами. Например, в (4*] рассмотрено влияние процесса внутрирезонаторной ГВГ на развитие лазерной генерации во времени (модуляция добротности резонатора, режим обрыввния импульсов), В (47*) исследовано влияние фазовой модуляции при внутрирезонаторной ГВГ на процесс формирования УКМ и найдены условия, когда нелинейная фазовая модуляция проявляется наиболее сильно на фона линейных изменений обобщенной фазы процесса ГВГ.

В (48-Е0) также предложены и исследованы некоторые методы управления параметрами лазерного пучка,

IV.3,1. Лазерная система для генерации ультракоротких импульсов

Существует проблема получения синхронизованных по времени ультракоротких с длительностью до нескольких пикосекунд световых импульсов (УКЮ, генерируемых лазерами с различными длинами волн излучения, для многоканальных спектральных измерений кинетики процессов в веществе, Такие длительности УКИ реализуются в активных средах с широкой полосой усиления( растворы красителей, стекла и кристаллы с ионаж редкоземельных элементов, кристаллы с центрами окраски). Известные методы синхронизации мод обеспечивают решение этой проблемы, тем не менее, пассивная синхронизация мод характеризуется низкой воспроизводимостью и нестабильностью

Хв1>«ктвряпг.гс г-гтзрррушгс да, я ? ере лис-»,: ¡«К плллнлслл- отсу.г.и«;

'л'лрол,-'о ;.-г;лл,нлл гн'.тлл, л '.л:ц:1Л;о«1 синхронизации

Г-ад ЛО _м0лооливт.- подточить -^'л " т—г-- •;> .•• •• • ; • . •. • • . ' •'

■ ' > ;л; 1 л.....• ' ''-К; л.;.

л •• ;•> ' с—и^шювщш во ВТОМРИИ тог/ —.,,,.•< .

тянгил« . л '.-лл .'■ 1 '■■' ::■

V л : ..,',!'- ■■.-'-■р-о, ииДАиДЯЩИХ Л.ПЯ

___„..шоиотоИМ В качяптво «ртгм.тт»-------

йлшвпии и пассивной синхронизацией мод, ионные лазеры на аргоне и криптона- Пптп».»- —и а111т „,»«от.;;;г>/

ИП||„1ШО«|.,»-- ,;иииип пнчи»»" ,..,-! ¡¡¡1 порядок,

¿витальность импульсов дирврэ нпкячки, созниквет неопределенность во взягжом чрекенпом рлвл^секш' этих импульсов. Кромо этого, синхронная ливерная накачке врцритнпш для ряда дозорных сред. В других материалах, таких как кристаллы с центрами окраски, высокая мощность, требуемая для синхронной накачки, приводит к обесцвечивании активной среды или ухудшению стабильности генерации в силу наведенных неодаородностей.

? ! 15*3. -...'.ли.

-I !!,.;ЛЛ; .'.ЛЛ1!1'1 -Л'Л -г' I. ".'•■Н'Л'', 'ЛЛ''-< "

к СЛ.чм- Н.'К'м ¡'О 1Л:'Л-'~иЛ I ->'К'" >:"ГЛЛ'!Ь;Л;Х

:' ллл;лл'ч п рухчп'шк «кеяхрадш»* диапазонах. Кроме

лли, в среднем ПК диапазоне вообще нот лазппчит ,

КОТОЪЫЙ мплптж ТТ"" ЧЛЛЛ-- 'Л- ^ Т>-! "ЛЛ-ЛЛ •) л

шиш затруднения в значительной мере устраняются в предложенной в 1483 лазерной система для генерации УКИ с использованием "нелинейного зеркала". Рассмотри« гг-т^-гс™»- ¡.кб-му листам« .315, состоящей т зел&шго 2 л нсашшмьыъ I лллессв, I елслл'лл м^дау собой нелинейным преобразователем 4. Роль «»лшейшго кристалла 4 в общем случае заключается в преобразовании частота задающего в частоту излучения испшиящвго I лазера. При

г

Рио.31

этом формирущееся излучение исполняющего лазера I испытывает в нелинейном кристалле 4 периодическое усиление с частотой, равной частоте следования ОТ, генерируемых задающим лазером. При равных или кратных длинах резонаторов лазеров I и 2 эта чвотота равна или кратна величине , обратной времени двойного обхода резона-

тора исполняющего лазера. В качестве такого процесса преобразования частоты мокр™ рассматриваться, например, на прямом проходе генерация излучения суммарной частоты w + и на обратном - генерация излучения разностной частоты w » w3- ug.

Для рассмотрения процесса формирования УКИ воспользуемся упрощенным подходом, изложенным в £50*), где исследуется лазерная система при наличии в резонаторе элеменов для амплитудной или фазовой модуляции.

Пусть после нескольких первых проходов через нелинейный преобразователь частоты 4 с модулированным усилением поле внутри резонатора исполняющего лазера приобретает форму гауссова импульса I(t) -V ехр(Ча/т®), где т( - полуширина импульса по уровню 1/е. Этот импульс подвергается воздействию двух процессов: уширению из-за конечной ширины спектра усиления в активном элементе I и сжатию, благодаря модуляции в нелинейном кристалле 4. В случае неоднородного уширения спектральный контур усиления в активном элементе I за кругозой обход резонатора имеет гауссову форму д; (и) » = доехр [-(ы - ы®)*/СДы*с)], где ы° - центральная частота, ¿<jyc -ширина линии усиления (при однородном уширении спектральный контур усиления можно аппроксимировать гауссовой формой вблизи центра линии).

Поскольку спектр импульса 1,(1), имеющего гауосову форму, также является гауссовым i (w> •» exp [-Си - ы°)*т*/4], то спектр импульса исполняющего лазера после кругового обхода резонатора за счет усиления в активном элементе изменится и станет 1ЧиЗ = д((ы) i((u)

С другой сторонн для ГСО и 1* можно написать: Ми -"" ехр[-С1Л1')г]; 1Чи) ~ ехр [-(и - ы°)*т'г/4]. Таким образом ншульс исполнякщого_л88ара - уширяв-тпя-и его з,штзльность дается ~выр1шанйем:

. 'й - т2 + - .

Дмус

Вместо с тем. имнудьо будет испытывать сжатие за счет амплитудной жлутщн в пояшйном кристалле 4. Вели гапульсн, генерируемые зялакшм лазером иквпт гауссову форму I Ш = Гехр[-а/т^)г], где га - полуширина импульса задающего лазера, 1° - его готовая мощность, то имттулг-.с пеподьуишвг«» .н»««»™ ^эсгз шд>"*»и*я»«я "ерэс кзйшйЙкый ноистелл 01грздз.-зпьоя из выражения:

1;'С1> » 141) ехр [гл^гттт ] %

ехр [2ГоЬ] *хр [- + —z— ].

Здесь Го =* а - инкремент усиления, а - коэффициент нелинейной связи а а [612 пас!ж - Ха) (гТ*о Х^Г'З. А - аффективный коэффициент нелинейного яэемяолэЯстБия, п- средний показатель преломления в нелинейном кристолло для взпимодействующих волн, I -длина кристалл;).

Поскольку ГЧО ~ екр [■■ 1*/т''г], для длительности импульса после кругового обхода резонатора получаем:

1 1 го1 ^ ' + а •

1 1 г

Тек как в установившемся режиме за круговой обход резонатора форма импульса исполняющего лазера должна восстанавливаться, то стационарная длительность Импульса излучения исполняющего лазера определится выражением!

Тст _ Г 2та у/г

' иЫус(г¿У* *

В результате для длительности импульса исполняющего лазера через промежуток времени 1 от начала процесса формирования импульса получаем: ст

---$- ■ (27)

(thCt/t0)]1 /2

где 1° = ¡¿До) r2TCroL)-"'2: Т = 2L /c;L - длина резонатора. За

время 1=1° формируется импульс длительностью т(= 1Д , т.е. е можно рассматривать в качестве времени формирования импульса стационарной длительности. При накачке исполняющего лазера, близкой к пороговой, когда от начала процесса формирования импульса прошло время больше 1°, к началу генерации успевает сформироваться стационарная последовательность импульсов длительностью т1ст с частотой следоваия, равной или кратной частоте следования УКИ задающего лазера.

Если время развития генерации К1°, то длительность импульсов, генерируемых исполняющим лазером, превышает т(ст и определяется из С 27).

Отметим, что во всех случаях длина волны излучения Х1 исполняющего лазера не попадает в полосу усиления задающего. Это позволяет, используя предложенный метод, добиваться генерации УКИ, синхронизованных во времени, от нескольких лазеров, для которых не совпадает не только длины волн генерации, но и спектральные полосы усиления. С, этой целью в нелинейных кристаллах, размещенных в резонаторах исполняющих лазеров, необходимо установить свой угол фазового синхронизма б®, соответствующий генерации излучения с частотой 1 = 1 ~ шг • Нелинейный кристалл может находиться одновременно в резонаторах как исполняющего, так и задающего лазера. С этой целью роль второго зеркала для резонатора задающего лазера вместо 3 должно выполнять зеркало б, являющееся выходным и для исполняющего лазера. В конечном итоге в то приводит к сокращению времени формирования стационарной последовательности УКИ исполняющего лазера.

3 таблице 2 приведены некоторые результаты расчетов параметров УКИ, когда в качестве задающего лазера используется непрерывный лазер на родвмине 61 с синхронной накачкой аргоновым лазером, Параметры УКИ задающего лазера.'Х^ 0,6 мкм, средняя мощность излучения 250 мВт, частота следования импульсов 100 МГц (длина резонатора Ьр~ 160 см), длительность импульсор тг= 2 цс, диаметр пучка 2,5 мм. Тогда 1° =20 кВт/см2. В качестве нелинейного преобразователя использован кристалл .йодата лития (Ь=1см; оо-»е взаимодействие, е-волна соответствует излучению задающего лазера). В таблица приведены для конкретных типов исполняющих лазеров значение длительности.импульсов т(ст и время 1° формирования УКИ стационарной длительности. В двух последних столбцах таблицы представлены шраматры г®т* и I0*, когда нелинейный кристалл размещен

одновременно в резонаторах обоих лазеров: задашзго и исполняющего. В атом случае I®*« 1°/(1-Р.ЕЫХ) и при Крых= 0,9 для получаем-

'.'яэченив 200 кВт/см2

Таблица

ИГПТЛ ГГ_ гч.-:ич 1....... к,, ~ ; г * ГСТ" Г-Л

ц>:н»лки СМ 1 л с ¡¡¿ко ПС 1п/л

' ' -о нч ( .1 ...и х «о I 0.7 1.Г

стекле о импульс- иШ", лампами

лазер на накачка

иттрий- импульс- 2.8 2'10'3 4 0.2 . 2.8 0.1

скзндчй- ными

галлие- лампами

вом гра-

ЯРФО л

.....'/■■"' '' " •' I : ■ : I ■ ■ ■ 1 • I .-■'. па

■ . о ,......"нелинейного зеркала".

Схема о "нелинейным зеркалом" на рио.31 позволяет управлять не только временным, но и спектральными характеристики««» '.1ГЛ.

Рассмотрим т)яЛпф1г .т-го/л1 .■,..?, ■'„■ -и :•.?,.•,; ; ¡<

о "чего I1 ими '--г л ла лрлмюм

шейном кристалле, где реализуются у.^ым ^иоього :"л>Т;С-ьиьма , например, для ^бйьрмцш :;злученид с ум1,1 арной ч-кгтоти Считаем, что ьиходноа зеркало исполняющего лазера

VI.,«-!

полностью пропускает излучение его генерации с частотой и°. На обратном проходе излучений о оР и через нелинейный кристалл' снова осуществляется преобразование частоты, причем условия фазового синхронизма за счет выбора значения обобщенной фазы реализуются для генерации излучения разностной частоты ор = ы° - Если задающий лазер 2 имеет узкую спектральную линию генерации , то условия фазового синхронизма для генерации излучений суммарной ы° и разностной частот выполняются для узких спектральных участков Ди и Ли вблизи значений частот <о° и и0. Ширина спектральной линии Ли * полученная после прямого и обратного прохода взаимодействующих волн, определяется в общем случае шириной.линии и расходимостью излучения генераций задающего лазера, а также спектральной шириной синхронизма для генерации суммарных и разноатных частот, рассчитанной для выбранного типа кристалла.

Тогда по аналогии с п,1УЛ,2., можно считать, что на выходе исполняющего лазера расположено "нелинейное зеркало", коэффициент отражения которого изменяется в зависимости от частоты в Пределах спектральной области усиления этого лазера. Коэффициент отражения больше для участка спектра шириной Аы вблизи частоты для которой выполняется условие фазового синхронизма, и Кнл становится меньше за пределами этого участка. 1

Возможность сужения и перестройки спектра генерации с помощью этого метода исследовалась в эксперименте, схема которого приведена

на рис.52, Здесь I -активная среда исполняющего лазера, на основе раствора родамина 6Ж в этаноле; 10 и 14 -зеркала его резонатора; 13 - нелинейный кристалл для генерации излучений суммарной и разностной частот; 2 - активная среда задающего лазера на алюмо-иттриевом гранате; 3 и б - зеркала его резонатора; 4 -модулятор добротности! 7 - лазерный усилитель; 8 - удвоитель частоты для накачки лазера 2 на красителе; 9 - вспомогательные зеркала для

пространственного совмещения пучков; 6 - диафрагма для исключения влияния оптических элементов в резонаторе лазера I на красителе на задающий, лазер._______________________________________________________________

Лазер на алюмо-иттриевом гранате с увеличенной эффективной .длиной генерировал излучение а одной поперечной моде о расходимость», близкой к дифракционной. Энергия лазера в импульсе 30 мДж, после усиления - 70 мДж, длительность 30 не. Работа лазера на красителе оптимизировалась путем подбора концентрации красителя в растворе для свободной генерации, его энергия при этом составляла 4 мДж. В качестве нелинейного кристалла использовался кристалл КНР длиной С » 4,8 см (вена тип взеимодвйотвИя для процесса = о®).

Исследования показвщ, Что прй сравнительно .небольшой эффективности процессов генерации излучения суммарной и разностной частот (составившей 3,2 и 0,5« соответственно) происходит захват исполняющим лазером излучения о частотой ы( в пределах спектральной полосы Аь>, На рис, 33 приведены спектры излучения исполняющего

свободной генерации. Около 60% анергии генерации красителя сосредоточено в пределах уэкой линии генерации. Подавление широкополосного фон$ представляет обычно трудную задачу при применении метода инжекцйй 150*,52*1. В нашем случае для этих целей необходимо добиваться снижения уровня френелевских отражений излучения с частотой и на границах нелинейного кристалла 13 и выходном зеркале 14.

Перестройка частоты исполняющего лазера в пределах полосы усиления осуществляется непрерывным образом путем углового поворота

Рис,33

лазеру в режима свободной Генерации (ч). в рейшв суженияс (в) -при оптимальном значении обобщенной фазы ф (прй етом 1,в=0); и (г) - при неоптимальном значении Ф (при этом Ц» 22 мм). Ширина спектра свободной генерации составляла 8 нм, ширина спектральной линии в режиме сужения составляла 0,18 нм, при атом ширина спектра излучения ведающего лазера 0,46 нм. Интенсивность генерации краси-трля в режиме сужения на частоте м на два п рядка выше уровня фона

нелинейного кристалла. Тем самым обеспечивается выполнение условия фазового синхронизма для другой частоты и1, отличающейся от прежнего значений и", при неизменном значении частоты задающего лазера. Рис.336 иллюстрирует перестройку линии генерации родамина 6Ж в диапазоне шириной 10 нм при повороте нелинейного кристалла в пределах 15 угл.минут.

IV.3.3. О возможности управления пространственными параметрами лазерных пучков при нелинейном преобразовании частоты излучения

Следует отметить, что коэффициент отражения "нелинейного зеркала", рассматриваемого в п.и. IV.3.2 и IV.1.2, при опредгтенных условиях сильно зависит от угла падения на него лазерного излучения. Это связано с тем, что эффективность нелинейного преобразования определяется условием выполнения фазового синхронизма. Она максимальна для лучей в пределах телесного угла, соответствующего угловой ширине фазового синхронизма. Отсюда следует возможность управления расходимостью лазерного пучка исполняющего лазера. Однако такая возможность здесь не рассматривается, для этих целей существуют более простые методы.

В работе [50) рассмотрена возможность пространственного сканирования лазерного луча при удвоении частоты в нелинейном кристалле. Как известно, наибольшие углы и высокое разрешение достигаются при использовании механических дефлекторов лазерного пучка. В случаях, когда требуются высокие скорости сканирования используют электрооптические дефлекторы. При этом, однако, для углов сканирования до нескольких минут требуются высокие управляющие напряжения до "10 кВ. Акустооптические методы сканирования занимают по своим достоинствам промежуточное положение. Дня акустооптического дефлектора выбирают материалы, которые имеют по возможности больший показатель преломления, высокую фотоупругую постоянную и низкую скорость распространения акустической волны. Последнее требование обеспечивает большие углы сканирования и высокую разрешающую способность, но препятствует достижению высоких скоростей сканирования. Кроме этого в акустооптических дефлекторах при больших углах сканирования требуется для достижения высокой эффективности дифракции либо устройство для управления фронтом акустической волны, либо подстройка частоты излучения лазерного пучка синхронно с изменением частоты ультразвуковой волны [513.

На рис. 34 приведена оптическая схема для сканирования

лазерного луч'ч пр.1 Ул>-

&Н;ЛЛ ЧЛ(Л;;.<< ИгЛ^Л.^;

^ Л- х 5 3

" \ 1

пиом раоочей частот«,

■ ■■ К-ЛЛЛ '"СЛ-ЛЛ;

Л - .■: I: Л Л'Л'; ' '< '' -----.I ЛЛиОа

сканирования лазерного луча в линейное), преобразование изменения рабочей частоты направления распространения пучка излучения ВГ на выходе нелинейного

удьоцтель частоты; Б

(ГМ.ПКФП ппа илличнниа И"; <1

линдрическая линза для преобразования углового В схеме осуществляется лазера а изменение

кристалла. Если диапазон свипирования рабочей длины волны ДХ = (Xе

ч Ь . л п I •

х"), то диапазон углового сканирования будет А0= /Щ

- УГЛИ фаЗОВОГО С1ШХШНЙ8М» ДЛЯ '.'ДП^ЯЗЯ -¡МТПГЫ И5Лучс(1«Я

V4 и хь "

0§/, где

а

\ЛЛЛ:Л,Л ; 1 ■1", Л;'У рл Л

нлллпгЗш,;! крисчпл:

ООО'ГЬ'ТОТВ^ННО,, ПрИ Ь'1ЧЛ,1 "!) - Л;Л!ЛЛЛ)0Т о

I ¡плл-кысгл лазерного пучк?' нн нходе в Скорое;^, сканирования определяется скорость!.)

.иьллл'.роь.'лплп рабочей частоты лн.чврн. Угол сканирования может ооотньчпгь ««сколько грялусом, га» учесчь, '¡го ешшрованаб частоты }', лазерьх осуществляется [62*1 ь достаточно широких пределах (несколько десяткой нанометров) при сравнительно узких линиях генерации (от десятых до тысячных долей нанометра), а угол синхронизма в кристаллах обладает достаточной дисперсией (до нескольких десятков угловых кинут на I нм).

Число разрешимых пятен N дли такой системы определяется ьираю-жием:

N

Дб1-

б в

- Ы~1

х=х

ДХ (<5§ У*

= И'ДХ 1

"ЗГ

где 53° - угловая ширина синхронизма (5*1, И' - характеризует величину пространственного разрешения сканирующей системы в расчете на единичный интервал перестройки рабочей длины волны свип-лазера,

X

ср

среднее значение длины волны лазера в пределах диапазона ее

перестройки в процессе свипирования. На рис. 35 приведены результаты

расчета Н' при использовании кристалла НДР с Ь '= 6,0 см для оо-»е вида синхронизма при ГВГ в зависимости от ^ излучения свип-лазера. Зти расчеты справедливы в предположении, что угловая расходимость и ширина линии генерации исходного пучка на выходе лазера существенно меньше соответственно угловой и спектральной ширин фазового синхронизма для ПГ. При достаточной величине области перестройки рабочей длины волны лазера (10^.20 нм) число разрешимых сотен и более.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Установлены новые закономерности при удвоении частоты расходящихся лазерных пучков в кристаллах с использованием неколлинеарного взаимодействия волн, и в частности:

-показано, что более низкий к.п.д. при векторном синхронизме по сравнению с коллинеарным обусловлен характером распределения фазовой расстройки в области нелинейного взаимодействия, при котором условие синхронизма выполняется практически в одной точке каждого парциального луча ВГ;

-обнаружено аномальное увеличение (до 10+20 градусов) допустимой угловой ширины разъюстировки кристалла при углах синхронизма, близких к 90°;

-зарегистрирована угловая структура ВГ и определены особенности ее изменения в зависимости от угловой расходимости и угла пересечения исходных лазерных пучков в кристалле.

2. Показано, что в кристаллах классов 6,4,6тт, 4тт в области прозрачности при векторном фазовом синхронизме может быть реализован так называемый П-ой тип нелинейного трехчастотного взаимодействия волн, если плоскость, содержащая волновые векторы этих волн, перпендикулярна главной плоскости для волны преобразованного излучения, с эффективностью преобразования, сравнимой с эффективностью при 1-ом типе неколлинеарного взаимодействия.

пятен может составлять несколько

3. Предложен и реализован метод одновременной каскадной внутрирезонаторной генерации_второй__и более высоких гармоник, а также - одновременной "Генерации излучения суммарной и разностной частот в одноосных нелинейных кристаллах со сравнительно невысоким .значением двулучепреломления (кристаллы типа КНР, АДР, ШО , 1лЖ> и др.), основанный на выборе более подходящих типов фазовосинхронных. векторных и коллинеарных каскадных взаимодействий; при этом поляризация световых волн задается в соответствии с выбранными типами взаимодействия с помощью фазовых элементов, помещенных внутри резонатора.

4. Показано, что при удвоении частоты лазерных расходящихся пучков в последовательно расположенных нелинейных кристаллах в условиях сильного энергообмена за счет нарушения фазового синхронизма из-за нелинейного набега фаз возникает параметрическое усиление субгармоники и происходит сильное искажение углового распределения интенсивности излучения гармоники. Это приводит к уменьшению выигрыша в эффективности процесса удвоения частоты относительно одного кристалла, и увеличению критичности взаимной угловой установки кристаллов в тандеме.

5. Установлено, что при генерации второй гармоники в кристаллах с наведенной решеткой показателя преломления, на которой происходит брэггавская дифракция одной из взаимодействующих световых волн, путем подбора величины изменения показателя преломления можно компенсировать имеющуюся фазовую расстройку для процесса ГВГ и увеличить выход излучения на удвоенной частоте. Экспериментально подтверждена возможность такой .компенсации при ГВГ в кристаллах ниобата лития со светоиндуцированиой решеткой показателя преломления.

6. Впервые получено мощное (до сотен киловатт) плавно перестраиваемое в области 217-385 нм УФ излучение путем удвоения и сложения частот лазеров на основе сложных органических соединений. Показано, что при удвоении частоты широкополосного слаборасходящегося излучения за счет одновременного фазосинхронного сложения частот соответствующих комбинаций спектральных компонент, неэвидистантно расположенных справа и слева по отношению к центральным компонентам, частота которых удваивается, ширина спектральной полосы преобразуемого в УФ область излучения ограничена практически лишь областью прозрачности нелинейного кристалла.

7, Предложена многоходовая лазерная кювета о нелинейно-оптическим вводом излучения, обеспечивающая измерение малых оптических потерь в УФ, видимой и ЯК областях спектра 8а счет генерации излучения удвоенной, суммарной и разностной частот. Показано, что нелинейно-оптический метод ввода излучения в кювету, наряду с другими преимуществами, позволяет достичь высокой чувствительности измерения коэффициента поглощения веществе (до б'1СГ5см-*) и повысить (в несколько раз) точность намерения при других применениях.

8, Предложен новый метод абсорбционной внутрирезонаторной лазерной спектроскопии (ВРЛС) о применением нелинейно-опт;.ческих процессов генерации излучения суммарных и разностных частот, позволяющий распространить традиционную ВРЛО на УФ и ИК области спектра. Показано, что чувствительность предложенного метода для УФ и ИК областей на 2-3 порядка превышает чувствительность внерезонаторных методов и близка к чувствительности традиционной ВРЛС.

9. Найдены возможности увеличения спектральной яркости регистрируемого сигнала и угловой дисперсии в нелинейных ИК спектрометрах на основа ап-конверсии ИК излучения. Разработана схема ИК спектрометра, в которой нелинейный кристалл одновременно генерирует зондирующее ИК излучение и осуществляет вп-конверсию принимаемого от исследуемого объекта сигнала. • За счет размещения кристалла внутри резонаторов используемых лазерных источников и увеличения к.п.д. нелинейных процессов спектральная яркость принимаемого фэтоприемником сигнала возрастает на 2-3 порядка.

Предложен нелинейный дисперсионный элемент для панорамного ИК . спектрометра, обеспечивающий вдвое большую угловую дисперсию прибора.

10. Разработан измеритель угловой расходимости лазерных пучков, основанный на явлении интерференции поляризованных лучей в кристаллах. Угловая расходимость определяется (на заданном уровна интенсивности) визуально, фотографически либо с помощью позиционно чувствительных фотоприемников по числу интерференционных полос в дальней зоне. Для расширения рабочей спектральной области прибора использованы нелинейные процессы удвоения, сложения и вычитания частот, позволяющие осуществить перевод частоты исследуемого лазерного излучения в область высокой чувствительности системы

регистрации.

11. Предложен и экспериментально реализован новый метод сужения и перестройки спектра лазеров с помощью "нелинейного зеркала", включаюаиго задающий-лазер-с трабуекими ~ спектральными "параметрами, нелинейный кристалл для внутрирваонаторной генерации суммарных и разностных частот и спектрально селективное диэлектрическое яяркяло; При этом спектральные области усиления и генерации задающего и управляемого пазеров могут существенно различаться. Показана возможность аналогичного управления вранными параметрами лазерного излучения.

12, Предсказан эффект генерации переменного во времени электрического поля с частотой, равной частоте биений в кр!»А?йлло с квадратичной мсшнтйхопгьц /¡»у:к мга»нгрс?'зп:?9ских световых волн. Рассмотрены возможности использования эффекта для исследования спектральных характеристик лазерного излучения и, в частности, для измерения мекмодовых расстояний и ширины спектра.

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

I*. Ахманов С.А., Хохлов Р.В. Проблемы нелинейной оптики. М.-.ВИНИТИ,

19«4. - 295 с, ?Г.П™«берГ5Н. йе.-итви»« глг^ц. Ч:Мйр. '99/..-

■IIР. с.

i ö л г. чк.ото'ы из аь^зо.- у-ятри'иокого

. -3GG с.

4V. Дмигрисн В.Г., Гарасс.» Л.ft. Прикладная (¡елкивпиан ошикн. -М.: Радио и связь, 1952. - óí)2 с.

5*. Ахманов O.A., Ковригин А.И., Кулакова. H.H. О влиянии конечной ¿(ЛУС.еС.ГО liyMiíh hä Щ^п-нннии • •• "'.'НейНи* J'|*-/'íOb I) - - I. ti. - HS. - 0. ТГ>4Г>-Т5&.

ó'1. Головей M.il., Калинина И.Н. Исследование второй оптической гармоники, генерированной в расходящихся пучках лазера//0пт. и спектр. - 1969. - Т.27. - HI. -С. I26-I3I.

7*. Пернике Ф., Мпднинтер Л«- Прикладная нвшейнви оптика. - М.: Мир, IS76. - 126 с.

8*. Бокуть Б.В., Хаткевич А.Г. Об эффективности смынвння свьтсбух волн различной поляризации на одноосных налинейних кристаллах //ШПС. - 1967. - Т.6, - Н2. -С,- IS2-IS6.

9*. Okada M. , Ieiri S. Kleinman's symmetry relation In nonlinear optikal coefficients of LiJ03//Phys. Lett. - 1971. - V.34A. -N. 1 -P. 63-64.

10*. Калинцев А.Г., Волосов В.Д., Андреев Р.В. Генерация второй оптической гармоники в кристалле йодата лития при "оее" взаимодействии волн//0пт. и спектр. - 1973. - Т. 35. -NI. - С. 167-170.

II*.Орлов Р.Ю. Генерация гармоники оптического излучения в двуосных кристаллах//Изв. вузов. Радиофизика. -1969. -Т.12. - N9. - С. I35I-I354.

12*. Armstrong L.A., Bloembergen N. , Ducuing L. , Pershan P. S. Interactions.between light waves in a nonlinear dielectric// Phys.Rev. - 1962. - V. 127. - N.8. - P. 1918-1939. 13* Дмитриев В.Г.,Шалаев Е.М., Швом Е.М. Увеличение эффективности внутрирезонаторной генерации второй гармоники// Квант.электр.-

1974. -T.I. - N 9 - С. 1953-1957.

14* Волос о в В.Д., Калинцов А.Г., Крылов В.Н. Вырожденные параметрические процессы при трехволновых взаимодействиях в

последовательно расположенных кристаллах//Письма в ЖТФ. - 1976. - Т.2, - N2. - С.85-89. 15*.Волосов В.Д., Калинцев А.Г., Крылов В.Н. О подавлении вырожденных параметрических процессов, ограничивающих эффективность удвоения частоты в кристаллах//Квант.электр. -1976. -Т.З. - N10 -C.2I30-2I46, 16*.Ветров К.В., Волосов В.Д., Калинцев А.Г. К вопросу о характере ■ процесса генерации гармоник при сильном энергообмене//Опт. и спектр. -1967. -Т.62. -N5. - C.II09-III2. 17*.Майер А.А., Сухоруков А.П. Синхронное нелинейное взаимодействие волн при брэгговской дифракции в средах с периодической структурой//»?. - 1979. - Т.77. - N4(10). - С.1282-1296. I8*.Fukuda S., Ireda S., Shiosaki T., Kawabata A. Acousto-optically phase-matched noncollinear optical second harmonie generation in tellurium..//Ultrason. Symp. Proc. Cherry Hill. - N. Y. , - 1978. -P. 82-86.

19*. D. von der Linder, Glass A.M. Photorefractive effects for reversible holographic storage of. information.//Appl. Opt.

1975. - V.8. - N. 2.-P. 85-100.

20*. Апанасевич П.А., Батище С.А., Ганжа Б.А., Грабчиков А.С., Камач Ю.Э., Козловский Е.Н., Малевич -Н.А., Мостовников В.А.,

Овчинников В.М., Орлович В.А. Источник мощного излучения, плавно перестраиваемого излучения в диапазоне Q.72-0.8 мкм//Известия_АН -СССР."Сер".физГ-"1983. - Т.47. -N.8. - C.T55T-I554. 21*.Степанов Б.И., Рубинов А.Н. Оптические квантовые генераторы на рчотворвх органических красителей/,'Успехи фкз.наук. - 1363. -T.S5. -NT. - С. 45-74. 22*.Рубинов А.Н., Гошш В.И.//Оптические квантовые генераторы на красителях и их применение. Итоги науки и техники. Радиотехника. U., 1976. - Т.9. -С.5-128. 23*.Береза В.Н., Добровольская О.В,, Тихонов Е.А., Шпак М.Т. Исследование Оаяш&яыш. условий г&нврмдои в *!мч»рчх «ч растворах органических соединений для спектральной области 710011000 8.//ЖПС. -1971. -T.I6. - N4. -0.630-635. 24х.Вельский A.M., Хапалюк А.П. Преломление лазерного излучения на границе раздела изотропных диэлектриков.//Опт. и спектр. - 1975. -Т.33. - HI. -С. 154-158. 25*.Бокуть Б.В., Савкин А,Б., Лугина A.C. Смешение излучений рубинового и возбужденного им излучения жидкостного ОКГ не основе рястворов сложных молекул.//ЖПС. - 1968. -Т.9. -М4. -С.557-602.

26*.Huth В G , Farn.er G.I , Taylor L.M. , Kagan M. R. Tunable second harmonic generation from an organic dye laser //Spectrosc. Lett.- 1968. -V.l. -H. 12 -P. 425-432. 27*. Волосон В.Д., Андреев P.B. Генерация второй гармоники немонохроматического излучения лазера в нелинейном кристалле.//Опт. и спектр. - 1969.- Т.26.- Н. 5. -0.809-816. 28*.Johnson F.M. , Swagel H.W. Continuously tunable Pulsed Ultraviolet Light Source, .vAppl. Opt. - 1971. - V. iO. -H. 7. -P. 1624-1628.

29*. Стриаевский В.Л., 0 спектральном состав^ генерации в случае нелинейных оптических явлений,//Опт. и спектр. - Т.20. - И.3 -С.516-519.

30*.Колпаков Ю.Г., Кривощеков Г.В., Строганов В,И. Оптические гармоники, возбуждаемые излучением теплового источника света.//

Нелинейные процессы в оптике. -Новосибирск. - 1973. -C.306-3T4. 31*.Устройство для измерения оптических потерь: A.C. 772356 СССР:/ Воропай Е.С., Сэржевекий A.M., Торпачев П.А. - 27ТТ685. Заявлено 9.01.79. Без права публикации.

Способ измерения оптических потерь: A.C. "818246 СССР/Воропай

Е.С., Саржевский A.M., Торпачев П.А. Заявлено 26.II.79. Вез нрава публикации. . ' .

32*.Корниенко А.С., Скуйбин В.Г. Об одной возможности измерения коэффициентов селективных оптических потерь. // Опт, и спектр. - 1976. - Т.40. N.3. -С.821-823.

Бухштаб М.А. РезонаторныЙ метод абсорбционных измерений отражения и пропуекания.//ЖПО.- 1982. - Т.37. - Н.Б. - С.852-869

33*.Степанов Б.И., Рубинов А.Н., Белоконь М.В. Метод селективной внутрирезонаторной спектроскопии применительно к лазерам с однородным уширением спектра генерации.//КПС. - 1976. - Т.24. -N.3. - С.423-431.

34*.Akmanov A. G. , Akhmanov S. А. , Khokhlov R.V., Kovrigin A. I., Piskarskas A.S., Sukhorukov A.P. Parametric interaction in optics and tunable light oscilators.//IEEE J. Quant. Electr. -1968. - V.QE4. - N. 11. -P. 828-831.

33*. Воронин Э.С., Стрижевский В.Л. Параметрическое преобразование инфракрасного излучения с повышением частоты и его применение.// УФН. - 1979 -Т. 127 - N1. - С.99-103.

Карпенко С.Г., Корниенко Н.Е., Стрижевский В.Л. О нелинейной спектроскопии излучения инфракрасного диапазона при использовании расходящейся и немонохроматической накачки.//Квантовая электроника. - 1974. - T.I - N.8. - C.I768-I779.

35*.Арумов Г.П., Воронин Э.С., Ильинский Ю.А., Прокопенко В.Е., Соломатин B.C. Нелинейный ИК спектрограф с разрешением I см"' .// Квант.элвктр. - 1975. - Т.2. - N.2. - С.272-276.

37*.Show Г. L. , Riazi А. , Gandhi О.Р. , Grow R. W. Enhancement of Coherent Fields Using Resonant Gavities.//Phys. Lett. - 1982. -V.84A. - N.9. - P. 473-476.

38*. Meltzer D. W. , Goldberg L.S. Tunable IR difference-freguency generation in LiLO . //Opt. Commun. - 1972. - V. 5. - N. 3. -P.209-211.

39* Bass M , Franken P. A., Ward J.F. , Weinreich G. Optical rectification.// Phys. Rev. Letters. - 1962. - V. 9. - N. 11. -' P. 446-448.

40*.Хирд Г. Измерение лазерных параметров. - М.: Мир, 1970. - 539 с.

41*. Бокуть Б.В. К. теории оптического выпрямления.//ДАН БССР. -1969.. - Т.13. - N.7. - С.599-600.

42*.Кузнецов В.М., Цейтлин В.Э. Фотографический метод измерения параметров ОКГ.//Измерительная техника. -1958. - H.I2.

С. ?3~?.9.

43^-Dirky И. И. Simultaneous Recording of Nearfild and Far-Field

---------Pattern's nf f.»-«r- -'/Appi; "Opt"" "- ""1S59 ""V, Й - N. 11 - P. 2R49-

2253.

.44*. Способ измерения расходимости луче ляяеря: Л.С. TjC^G"

'~Г,РДШ P1F90' Лл*кша»в С.А., Гордой Д.Е., пстчпченко Р..И. 4П".Л.;г1лрпк Г'.н., Дндр-ев В.!!., Пллсел^ард Ф.Л., Дол чинов Л.Н., Ииччюв Д., fitrtc!» Л.К., Тсрт.тЯ л.л,. Троф!<м Г<. р., Тр'/кчч М.К..

Р'-ЛЛЛгНКО Г!р."СН"Л>''Л '"ЛЩЧ'Л р:~''Пр^ЛеЛ;ЛЛИ HHi~ЬЛИ~

oiuiiix АаЗдров с гетеропереходами в системе Al'As-GaAs яри комнатной темпепятут»,//фгп. - Т<ууп _ _ _„>Гш

'.С.ГрСДЛл Л., Ивы пя. инмнрвцн? у^ГрГКСрСТКЕК ¡¿'¿¡¿.лтОио.//ira'ijp. -

1976. -Т.62. - Н.З. - С.31-71. 47*.Веревкин Ю.К., Дауме Э.Я., Макаров A.M., Новиков М.А.„ Хижник А.И. Н вопросу об измерении длительности сверхкоротких импульсоь.//Известия вузов. Радиофизика. - 1971. - Т.14. - №.6'.

- С.840-844.

48*.Апанасевич П.А., Запорожченко В.А., Запорожченко F.T., ■ Качинс-кий Л.В., Муха В.А., Пшшпович И.В., Чехлои О.В. нестационарное

- ? . Р , 'piH^MUK^ КЛмНЛСЛ-ЧХ /л:р(л<. Л'.-Р

Pi . и'ПГОг, -"л^ллл |'гИЧ А.Г., P.yiVh'/h А.!1!. Су.-.5;ЛЛ; СтЛ-СГрЧ

i'Л«р.';ц;Л1 JifiSr^fi на pj.f.-.'ir'-ejfi С ЛШХСЬОй НЬККЧЛСЙ i»i6ХОДОМ ИНЛВК-ции внешнего узкополосного сигнала.//ЖПС., - 1987. - Т.47. - N',3,

ИнмекционныЙ захват частоты излучения в импульсном лазере на красителях с составным' резонатором.//Квант.электр. - Т938. -Т.15. - N.3. - С.460-464.

' . К-1/\j-Л'Л i.3. , Р^'ЛН-т А.С. Pi,', НЧиСп'Пи ГЬЛК'ЛЛ-Ь; I г'Ип-1 ггНг-рЧ !' .р.. nil pj'OiHr; Л ¡лотноре ОрЛЬНИЧ'-'ЛЛЛ'О НрЖ.'ИТ-.чЯ .//KsillUjctm

роника и лчгерная спектроскопия. -Минск: Наук» и техника. 17'А.

- С. Т00-Т24.

54* .В1с«аЬсгдеа ¡i. , PershanP.S. Light wayes at the boundary of-

nonlinear raedia.//Phys. Rev. - 1962. - V. 128. - N. 2. - P. 606-622. СПИСОК

. PA60T ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененка,

B.К.Павленко, Ю.А.Санников. Генерация второй гармоники при векторном синхронизме расходящимися пучками лазерного излучения. //ШС. - 1985. - Т.42. - N.2. - С.202-206.

2. Б.В.Бокуть, И.О.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Наденен-ко, В.К.Павленко, Ю.А.Санников. Влияние расходимости лазерного излучения на угловые характеристики векторного синхронизма при удвоении частоты // ДАН БССР. - 1985. - Т.29. - N.4. - С.318-321.

3. Б.В.Бокуть, ¡0.А.Санников, Угловая структура излучения второй гармоники при неколлинеарном взаимодействии волн // ЖПС. - 1988.

■ - Т.48. - Н.4. - С.556-560.

4. Н.С.Казвк, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененко, В.К.Павленко, Ю.А.Санников. Преобразование частоты расходящихся лазерных пучков при векторном синхронизме // В сб.: Ковариантные методы в теоретической физике. Оптика и акустика. - Минск. - ИФ АН БССР, -1986. - С.88-95.

5. Б.В.Бокуть, Г.В.Добржанский, Н.С.Казак, А.С.Лугина, А.В.Надененко. Генерация второй гармоники различно■ поляризованных волн накачки в кристаллах 6,4,6 mm, 4m, 622 и 422 при векторном синхронизме // Оптика и спектроскопия. - 1984. - Т.56. - N.2. -

C.340-343.

6. Оптический квантовый генератор с каскадным внутрирвзонаторным умножением частоты генерации. А.с. 764024 СССР, ЫКИ HOIS 3/10/. Н.С.Казак. 13 е.: ил.

7. Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененко,В.К.Павленко ¡0.А.Санников. Одновременная генерация второй и высших гармоник в одноосных кристаллах при векторном фазовом синхронизме // КТО.

- 1986. - Т.45. - Н.5. - С.852-854.

8. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененко, В.А.Орлович, . В.К.Павленко, В.А.Санников. Одновременная генерация перестраиваемого излучения суммарной и разностной частоты в нелинейных кристаллах при векторном фазовом синхронизме // ЖПС.-1987.

- Т.47. - N-2. - С.293-296.

9. Н.С.Казак, А.С.Лугина, А.В.Надененко, В.К.Павленко, Ю. А.Санников.

Иска«бнне угловой структуры второй гармоники при генерации в последовательно,.расположенных...кристаллах -в- условиях сильного энергообмен') // ЗВДС. -1990. - Т.53. - N.2. - С.215-221.

Ю.Н.С.Казак, В.К.Павленко, К). А. Санников. Особенности генерации второй гврмотпот в последовательно расположенных кристаллах при сильном зьергообмеНк/ЛШС. - 1990. - Т.53. - Н.Э. - 0.364-370.

H.H.С.Казак, В.К.Павленко, й.А.Грищенко. Генерация второй гнрмоники п пос.лсдо»атвл>м5о расположенных крисг&лл&х при сильном энер'.'ООиМвНе взаимодействующих ВОЛН // ПреЛрИНТ Н 587. Минск, Ш АН БССР. - 1990. - 51 с.

12.Б.Б.Сику«ь, ff.O.nWi«, А.Т.Мни«и"«нко, й.А.Сеннто^т». 0 некоторых особенностях генвращш второй гармоники в последовательно расположенных нелинейных кристаллах //ЩС. - 1982. - Т.37. - N.5.

- С.748-752.

13 Лазер с внутрирезонаторным удвоением частоты генерации. A.c. 749329 СССР. МКЙ HQ1S 3/10/ Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.Т.Малащенко,

- 10 е.: ил.

14.Лазер с внутрирезонаторным удвоением частоты генерации. A.c. II44583 СССР, МКИ H01S 3/10/ Б.В.Бокуть, Н.О.Кязак, А.Т.Малащенко, Б.Н.Мни;коьвЦ. - Ю е.: ил.

Хб.Льачр С sHy ТрирёЗОНЬЧ орнкм УДВОсНИоМ ЧЙСЧОТЬ излучения, A.c. 1144583 СССР, wra K01S 3/109/ Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.С.Лугина, ¿.Т.М&ягцбнко, Е.М.Ммклввская, А.В.Надененко, В.К.Павленко, Ю.Л.Сая.чиков. - 7 е.: ил.

16. В.Н.Бвлкй, Н.С.Казак, М.И.Сергиенко. ОДдаюдо интенсивного лазерного излучения и его второй гармоники на упругих волнах ь кристаллах //МО. - I98T. - Т.34. - Н.4. - C.6I3-6T7.

17. Ь.Н.Белый,Н.С.Казак, Е.М.Миклавская, М.И.Сергиенко. Генерация второй гармоники в кристаллах в условиях брэгговской дифракции н,. ультрчзьуке /'«ПС. - 1983. - Т.39. - . - С.216-220.

18. К.С.Казак, Е.М.Миклавская, В.К.Павленко, М.И.Сергиьнко. 0 возможности увеличения с помощью ультразвука к.п.д. процесса удвоения частоты при наличии фазовой расстройки /ЖПС, - 1984. Т.41. - N.T. - C.I38-T44.

19. Н.С.Казак, Е.М.Миклавская, М.И.Сергиенко. Генерация второй гармошки лазерного излучения при ньколлинеьрном вэаимодейстьш дифрагированных на ультразвуке световых волн /ЖПС. - 1986. - Т.44. - Ü.5. - С.761-769.

20. Н.С.Казак. Компенсация волнЬной расстройки при ГВГ в кристаллах

со светоиндуцированными решетками показателя преломления // СО. "Лазеры и оптическая нелинейность". - Вильнюс.- 1987. - 0.76-83.

21. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Наденен-ко, В.К.Павленко, Ю.А.Санников. Генерация второй гармоники в условиях брэгговской дифракции в кристаллах со светоиндуцированными решетками показателя преломления /ЖПС. - 1989. -

Т.50. - N.3. - С.380-385.

22. Н.С.Казак, Е.М.Миклавская, М.И.Сергиенко, В.К.Павленко. Нелинейное преобразование частоты лазерного излучения в кристаллах при акусто-оптическом взаимодействии // Сб."Лазеры и оптическая нелинейность". - Минск, ИФ АНБ . - 1984. - С.1ГЭ-141.

23. Устройство для преобразования излучения. A.c. 729712 -СССР, МКИ H01S 3/094/ Н.С.Казак. - 10 с; ил.

24. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.Г.Мащенко, И.А.Морозов. Резонатор ОКГ на органических соединениях с продольной накачкой //ЖПС. - 1973. - Т.20. - N.I. - С.'38-49.

25. Оптический квантовый генератор на растворах органических соединений A.c. 44882G СССР, МКИ H01S 3/02/ Б.В.Бокуть,

• Н.С.Казак, А.Г.Мащенко, И.А.Морозов. - 5с.: ил.

26. Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененко, В.Н.Павленко, Ю.А.Санников. Способ квазипродольной накачки лазеров на красителях //ЖПС. - 1985. - Т.43. - N.3. - С.404-409.

27. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, М.М.ЛоЙко, В.А.Мостовников, В.С.Моткин, А.Н.Рубинов. ОКГ на красителях с перестройкой спектра в области 280-1070 нм // Препринт. Минск, ИФ АН БССР. - 1971.

28. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.Г.Мащенко, В.А.Мостовников, А.Н.Рубинов Генерация мощного излучения с перестройкой спектра в области 280-385 нм //Письма, в ред. ЖЭТФ.- 1973. - T.I5.- N.5.- С.314-915.

29. Б.В.Бокуть, В.Н.Белый, В.А.Батырев, Н.С.Казак. Особенности преобразования частоты широкополосного лазерного излучения на нелинейных кристаллах //ЖПС. - 1975. - Т.22. - N.2. - С.224-229.

30. Н.С.Казак, А.Г.Мащенко. Перестраиваемое излучение в области 241--242.//ЖПС. - 1973. - T.I7. - N.5.- С.314-915.

31. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, В.А.Мостовников, А.Н.Рубинов. Генерация перестраиваемой суммарной частоты в области 317,7-285,2 нм //ЖПС. - 1974. - Т.20. - N.6. - С.990-995.

32. Преобразователь частоты. A.c. 275258 СССР, МКИ H01S /Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.С.Лугина, А.Й.Савкин. - 3 е.: ил.

33. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.С.Лугина, А.В.Савкин. Нелинейный

чье,'<:■;»!::ï преобразователь специальной iмштрии /-HIC. - 1379. Т.IИ. - ÎJ.2._-_С.223-226.______________________ - ---------------- ------

■ • • • i.v3i29C ••i-T, ' ¿Jib х/ о'// H.Ü.Köoök,

, E.W.VffiUïîKr.<M, А .ïï' ^--.еН.-о , р. К.Ь .г-. ч-Hrt •'"^ьп/лон. - ь е.: пл. 3ô. ¿'wipOnOiou дли намерения поглощения вдшаяфпч: T-M^Of? лллг_

36. Рефлектометр: A.c. I5I7530 СССР, МКИ G01U 21/55/ Н.С.Кяяяк,

г,.м.мик-нниг'и-ва1 А U Un ,3 .".Гхии.юшы . "¿.«.l.rtn-

.i.i.vi.1), ¡7.А.iuputiHöb. - 8 е.: ил.

37. Способ определения относительного спектрального распределения интенсивности излучения вторичного процесса и устройство для его реализации: A.c. 1675305 СССР, МКИ G01H 21/63/ Е.С.Воропай, Н.С.Казак, А.О.Лугина, А.В.Надененко.В.К.Павленко, Ю.А.Санников, П.А.Торпачев. - 3 е.: ил.

38. Абсорбционный спектрометр. A.c. 1239Б58 СССР, ЩИ G01N 21/39/ Н.О.Казак, А.С.Лугяна. Е.М.иотдал'и«*, А.В.Не^егп:;"-, р.?(."55-

оисптроияонии // Об."Ковариантные методы в теоретической физике. Оптика и якупФикя". Uubçk, Щ АР ССГР, -

„•_;_.._, ."àv-onoiM^mcip na основе an-конверсии с

внутрирезонаторным нелинейным преобразователем частоты//ЗКПС. -1987. - Т.47. - Н.З. - С.441-448.

4P. Ичфпаирапииа Atiovmp^v"™';: ПГГ".р, '"ГЛ 50! I о ' к-./

..¡¿¡¡КО, L.A.^ûhiirlKOo. - 4 и.: ил. 43. E.R.Fo.Kyîb, К.С.Кааьк. Tuitopbtvtrf Г.ереЬ'лпшп i, iрическо! о п >ля

h псыИНггЙНг'л Kp;k."rej| t-.'r.À Villi, rf чздг-ЙС! j'rHuM, Й.'^КТрСМаГНИТНОГО

излучения//ЖПС. - 1977. - T.26. - H.6. - C.I007-T0H

44. Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Наденвнко, В.К.Павленко, Ю.А.Санников. Измеритель расходимости лазерного излучения на основе явления интерференции поляризованных волн в двулучеиреломляющих кристаллах./ В кн.: Лазерное и спектральное приборостроение. Минск, ИФ АН БССР, 1983. - C.I79-I8I.

45. Устройство для измерения расходимости пучков лазерного излучения: А.о. II86049 CCCP.H01S 3/00/ Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененко, В.К.Павленко, Ю.А.Санников.- 8 с.:ил.

46. Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененко, В.К.Павленко, Ю.А.Санников. Метод измерения расходимости лагэрного излучения на основе явления интерференции поляризованных лучей в кристаллах//ПТЭ. - 1985. - N.2. - C.I79-I8I.

47. Устройство для измерения длительности пикосекундных лазерных импульсов: A.c. 683523 СССР» МКИ H01S 3/00/ Б.В.Бокуть, Н.С.Казак.А.Г.Малащенко. - 12 е.: ил.

48. Лазерное устройство для генерации ультракоротких импульсов: Заявка на изоб. СССР 4352637/25 от 30.12.87 г. положит.решение от 25.04.89. МКИ H01S 3/00/ Н.С.Казак, А.С.Лугина, Е.М.Миклавская, А.В.Надененко, В.К.Павленко, Ю.А.Санников.

49. И.А.Грищенко, Н.С.Казак, В.К.Павленко, Ю.А.Санников. Сужение спектра генерации лазера на красителе при инжекции в резонатор узкополосного излучения с применением нелинейного преобразования частоты//ЖПС. - 1991. - Т.54. - N.I. - С.74-78.

50. Б.В.Бокуть, Н.С.Казак, А.Т.Малащенко. О возможности пространственного сканирования лазерного луча при удвоении частоты нелинейными кристаллами//КПС. - 1978. - Т.29. - N.5. -С.801-806.

51. Способ коррекции угла Брэгга в ультразвуковых дефлекторах светового луча: A.c. 744422, МКИ G02F 1/33/ В.Н.Белый, Н.С.Казак. - 4 е.: ил.