Улучшение характеристик излучения твердотельных лазеров методом компенсации термических искажений резонатора с использованием высокоэффективных активных сред и систем накачки тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

На правах рукописи

МИКЕРИН Сергей Львович

УЛУЧШЕНИЕ ХАРАКТЕРИСТИК ИЗЛУЧЕНИЯ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ МЕТОДОМ КОМПЕНСАЦИИ ТЕРМИЧЕСКИХ ИСКАЖЕНИЙ РЕЗОНАТОРА

С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ВЫСОКОЭФФЕКТИВНЫХ АКТИВНЫХ СРЕД И СИСТЕМ НАКАЧКИ

01.04.05 «Оптика»

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

Новосибирск — 2006

Работа выполнена в Институте автоматики и электрометрии Сибирского отделения Российской академии наук

Научный руководитель: кандидат физико-математических наук

Гулев Валерий Семёнович

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

Скворцов Михаил Николаевич

доктор технических наук, профессор Макуха Владимир Карпович

Ведущая организация: Институт физики полупроводников

СО РАН

Защита диссертации состоится « » декабря 2006 г. в « 43 » часов на заседании диссертационного совета К 003.005.01 при Институте автоматики и электрометрии СО РАН по адресу: 630090, г. Новосибирск, проспект акад. В.А. Коппога, 1. Факс: (383) 3333-863

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИАиЭ СО РАН.

Автореферат разослан « ноября 2006 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

кандидат технических наук У/Тг^^-п Косых В.П.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Лазеры на основе твердотельных активных сред (кристаллы и стёкла) позволяют сочетать в себе высокие значения энергетических параметров излучения и возможность работы в различных режимах генерации. Они отличаются высокой надёжностью, долговечностью, относительно компактны. Они нашли широкое применение в промышленности, медицине, научном приборостроении, научных исследованиях, связи и др.

Важными факторами, ограничивающими пространственные и энергетические параметры генерации мощных твердотельных лазеров, являются термическая оптическая неоднородность активной среды и эквивалентное искажение резонатора, возникающие под влиянием мощного излучения накачки, низкий КПД широко применяемых систем ламповой накачки, относительно малые значения сечения лазерного перехода и концентрации активных центров в активной среде, небольшие размеры активных элементов высокого оптического качества. Один из путей улучшения пространственных и энергетических характеристик мощных твердотельных лазеров заключается в одновременном применении следующих ключевых подходов: избавления от влияния наведённой в активном элементе оптической неоднородности, повышения КПД системы накачки и использования новых лазерных сред с более высокими концентрацией активных центров и сечением лазерного перехода (с более высокой лазерной эффективностью), из которых возможно получать активные элементы больших размеров с высоким оптическим качеством.

Существует ряд методов уменьшения неоднородности активной среды и компенсации искажений резонатора, которые основываются на использовании активных элементов в форме тонкой пластины, формировании в них одномерных распределений температуры и усиления, и реализации специальной геометрии пути распространения излучения в активном элементе (например, зигзагообразного пути [1, 2]). Однако применение известных схемных решений ограничено, в основном'— из-за влияния на генерацию широких поверхностей пластин активных элементов, которые являются элементами резонатора, и увеличения стоимости готового активного элемента и системы его охлаждения. Поэтому для развития мощных твердотельных лазеров остаётся актуальным поиск и исследование новых схемных решений, свободных от указанных недостатков и сравнимых с известными схемами по степени компенсации искажений.

Повышение КПД системы оптической накачки мощных твердотельных лазеров сопряжено, в основном, с решением двух ключевых задач: повышения КПД источника излучения накачки и повышения КПД преобразования энергии этого излучения в энергию возбуждения верхнего лазерного уровня активных центров. Развитие полупроводниковой накачки существенно продвинуло их решение. Но широкое применение полу-

проводниковой накачки в мощных лазерах ограничивается из-за относительной дороговизны единицы мощности излучения полупроводниковых лазеров. Поэтому традиционная ламповая накачка в мощных лазерах сегодня остаётся широко распространённой, а исследования, направленные на повышение её КПД, не теряют актуальности. Для решения этой задачи был предложен ряд подходов. Концепция, предложенная А.А. Маком с коллегами [3, 4], основана, в частности, на применении такой конфигурации активной среда!, источника накачки и отражателя осветительной системы, в которой основная часть потока излучения накачки максимально долго задерживается в активной среде. К таким конфигурациям относится трубчатая, в которой линейная лампа располагается внутри трубчатого активного элемента (среди известных конфигураций приводит к наибольшему КПД), а также конфигурация, образуемая двумя пластинчатыми активными элементами, лампами накачки между ними и компактным наружным отражателем. Возможность применения таких конфигураций в мощных лазерах, в особенности трубчатой, ещё недостаточно изучена.

Для применения лазерных сред в мощных твердотельных лазерах большое значение имеет уровень решения технологических задач синтеза оптически однородных образцов достаточно больших размеров и достижения высокой концентрации активных центров. Большие размеры активных элементов достигаются не для всех активных сред с высоким КПД генерации, а концентрация активатора обычно ограничивается концентрационным тушением люминесценции и ухудшением оптических и механических свойств среды. Поэтому число активных сред, перспективных для улучшения характеристик мощных лазеров невелико. Более того, часто они обладают относительно низкой теплопроводностью, которая приводит к возникновению в активном элементе больших градиентов температуры и, обычно, — к ухудшению характеристик лазера и ограничению применения таких активных сред. Совместное использование в мощных лазерах таких перспективных активных сред и методов компенсации искажений резонатора может отодвинуть обычные ограничения и способствовать широкому распространению мощных лазеров с высокими энергетическими н пространственными характеристиками излучения.

Таким образом, представляют научный и практический интерес исследования новых методов компенсации искажений резонатора мощных твердотельных лазеров совместно с применением систем ламповой накачки с высоким КПД и кристаллических активных сред с высокой лазерной эффективностью.

Цели работы

1. Исследование динамики генерации мощных твердотельных лазеров с применением предложенного в 1989 г. B.C. Гулевым [5] метода компенсации термических искажений активной среды (СКТИ).

2. Исследование характеристик мощных лазеров с СКТИ на осно-

ве перспективных неодиме одержащих кристаллов кал и й - гадол ин иево го вольфрам ата (КГБ) и натри Гьлантаново го молибдата (НЛМ) с относительно низкой теплопроводностью.

3. Исследование лазера с активным элементом из КГВ трубчатой конфигурации и термической неоднородности в нём в модели активной среды неограниченной апертуры.

Научная новизна и практическая ценность работы

Получено мощное излучение (энергия импульса « 40 Дж) высокого качества (однородность в сечении пучка, расходимость, близкая к дифракционной) в лазере с СКТИ на основе кристаллов НЛМ, ранее не использовавшихся как активная среда мощных лазеров.

Проведены подробные исследования энергетических, пространственных, поляризационных и спектрально-кинетических характеристик излучения мощных лазеров с СКТИ на основе кристаллов КГВ и НЛМ.

Показана возможность использования высокоэффективных лазерных кристаллов с относительно низкой теплопроводностью в мощных твердотельных лазерах без ухудшения пространственных и энергетических характеристик их излучения за счёт применения методов компенсации термических искажений и эффективных систем ламповой накачки. Это открывает перспективу широкого распространения мощных твердотельных лазеров с высокими пространственными и энергетическими параметрами излучения.

Исследованы генерация и термическая неоднородность в лазере с трубчатой конфигурацией ламповой накачки и активного элемента из КГВ в модели активной среды неограниченной апертуры. Интерференционным методом установлено, что для излучения с направлением и поляризацией, характерными для лазеров на КГВ, у пру гоо птическ ий эффект при градиенте температуры с направлением вдоль [001] и величиной ~ I К/мм и более превышает по абсолютной величине суммарное термическое изменение показателя преломления и длины кристалла и противоположен ему по знаку. На основе моделирования термической неоднородности установлено, что термический коэффициент показателя преломления КГВ при постоянных деформациях - 10"7 К"1 для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров на КГВ.

Положения, выносимые на защиту

1. С применением СКТИ в мощных лазерах распределение интенсивности в пучке излучения становится равномерным, расходимость уменьшается в 2 раза, энергия импульса генерации возрастает в 2.5 раза, КПД лазера возрастает в 2 раза по сравнению с лазером без СКТИ в аналогичных условиях.

2. Мошные лазеры с СКТИ на кристаллах КГБ и HJ1M сравнимы по энергии и КПД, но обладают в 4-5 раз меньшей расходимостью излучения по сравнению с типичными мощными лазерам и-генераторам и с зигзаг-схемой компенсации термических искажений на пластинчатых активных элементах из кристаллов гранатов с теплопроводностью в несколько раз большей, чем у КГВ и HJ1M.

3. В мошном лазере с СКТИ на кристаллах КГВ с возрастанием длительности и мощности импульса накачки убывает отношение амплитуды пульсаций к постоянной составляющей интенсивности генерации, выравнивается распределение интенсивности в спектре генерации.

4. В лазере ламповой накачкой, плоским резонатором и трубчатой конфигурацией активной среды на основе кристаллов КГВ в модели неограниченной апертуры порог генерации при параллельных зеркалах в 2 раза больше порога при отклонённом выходном зеркале.

5. Упругооггтнческий эффект в лазерном кристалле КГВ трубчатой конфигурации даёт отрицательный вклад в показатель преломления для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров на КГВ. При градиенте температуры ~ 1 К/мм и более этот вклад приводит к уменьшению показателя преломления.

Апробация работы и публикации

Основные результаты диссертационной работы докладывались на: 32-й, 34-й и 36-й Международных студенческих конференциях "Студент и научно-технический прогресс" (1994, 1996 и 199S гг., Новосибирск, Россия), 5th International Conference on Industrial Lasers & Laser Applications (1995 г., Шатура, Россия), 11-Й Международной Вавиловской конференции по нелинейной оптике (1997 г., Новосибирск, Россия), 4-й Международной конференции "Актуальные проблемы электронного приборостроения" (1998 г., Новосибирск, Россия), International Symposia "Photonics West": Conference on Solid State Lasers VIII (1999 г., Калифорния, США), 7th International Conference on Laser Metrology Applied to Science, Industry & Everyday Life (2002 г., Новосибирск, Россия), 19th Congress of the International Commission for Optics: Optics for the Quality of Life (2002 г., Флоренция, Италия).

Всего по теме диссертации соискателем в соавторстве опубликовано 15 печатных работ, список основных из них приведён в конце автореферата.

Структура и объём диссертационной работы

Диссертационная работа состоит из введения, четырёх глав, заключения, приложений и списка цитируемой литературы (113 наименований), изложена на 123 страницах, включает 39 рисунков и 9 таблиц.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во Введении кратко обоснована актуальность темы, сформулированы цели и задачи работы, её научная новизна и практическая ценность, положения, выносимые на зашиту.

В первой главе, которая носит обзорный характер, изложены основные направления развития мощных твердотельных лазеров с высокими пространственными характеристиками излучения. Обсуждаются особенности, сопутствующие мощной генерации в твердотельных лазерах, и методы устранения негативных эффектов, ухудшающих их характеристики. Анализируются состояние исследований и уровень достижений в областях мощных твердотельных лазеров, высокоэффективных систем накачки, высокоэффективных лазерных сред. Обсуждаются особенности применения активных сред в мощных лазерах, влияние теплопроводности и термооптических свойств активных сред на характеристики мощной генерации. Проводится сравнение исследуемой в данной работе схемы компенсации термических искажений (СКТИ) с известными методами улучшения характеристик мощных твердотельных лазеров. Приводятся сведения об исследуемых в работе лазерных кристаллах КГВ и НЛМ с неодимом, анализируется состояние исследований термооптических свойств КГВ и обсуждаются известные данные.

Вторая главе посвящена исследованию генерации мощного лазера с СКТИ на кристаллах КГВ в импульсном и им пульс но-периоднческом режимах при длительности импульса накачки ISO мкс, близкой к времени жизни верхнего лазерного уровня неодима в КГ*В (120 мкс), и при длительности ~ 1000 мкс. Исследования проводились в сравнении с лазером без СКТИ в аналогичных экспериментальных условиях. Система охлаждения лазеров не оптимизировалась.

В лазере с СКТИ (рис. 1) создаются условия одномерного вдоль оси у и симметричного относительно плоскости, проходящей через оси ламп 6, распределения температуры в пластинах 4, 5. С помрщью призмы 3 с нечётным числом отражений лучи, перпендикулярные градиентам температуры, проходя в одной пластине ближе к лампам 6, в другой пластине проходят дальше от ламп, как показано на рисунке. Из-за симметрии распределений температуры в пластинах, после многих обходов резонатора, аберрации волнового фронта нечётных порядков в сечении волны в плоскости рис. I, возникающие после прохождения каждой пластины, компенсируются с такой точностью, с какой обеспечиваются эта симметрия и однородность ориентации градиентов температуры в пластинах. В лазере без СКТИ призма 3 заменялась на призму-крышу с двумя отраже-

Рнс, 1. Оптическая схема лазера с компенсацией термических искажении резонатора (СКТИ): I. 2 - выходное и плотное плоские зеркала, 3 - призма, 4, 5 — пластинчатые активные элементы, б — лампы накачки, 7- отражатель.

Энергия лазерного импульса, Дне

Рис. 2. Энергетические характеристики лазеров на КГБ с СКТИ (■) и без СКТИ <□) при коротком (а) и длинном {б) импульсах накачки.

Знергия накачки» Дк а 6

ниями, и компенсации искажений не происходило.

Исследование энергии выходного излучения лазеров в режиме свободной генерации одиночных импульсов (разд. 2.1) показало (рис, 2), что применение СКТИ приводит к повышению дифференциального КПД, снижению порога генерации, повышению энергии импульса выходного излучения, повышению удельной энергии импульса на единицу объёма активной среды приблизительно в 2 раза. При этом юстировка зеркал резонатора лазера с СКТИ при низком уровне накачки оставалась практически оптимальной и при высоком уровне накачки. В лазере без СКТИ юстировка при высоком уровне накачки приводила к небольшому (в пределах ~ 10%) увеличению энергии излучения. Исследование генерации при длинном импульсе накачки показало увеличение КПД лазеров в = 1.5 раза, что объясняется изменением спектра излучения ламп, приводящему к лучшему его согласованию с поглощением неодима в КГВ. В им пульс непериодическом режиме при фиксированной энергии импульса накачки энергия излучения лазера с СКТИ оставалась на уровне 20 Дж, достигаемом в режиме одиночных импульсов, при частоте следования вплоть до 2 Гц, что соответствует средней мощности излучения 40 Вт при средней мощности накачки ~ 2 кВт.

В разд. 2.2 представлены результаты исследований распределения поля в ближней зоне и расходимости излучения лазеров с СКТИ и без неё, проведенных с помощью сверхскоростного фоторегистратора СФР-2. На рис. 3 приведены типичные кадры скоростной развёртки распределений излучения. Они показывают, что в лазере с СКТИ более равномерное распределение интенсивности в ближней зоне излучения, симметричное и

I, от ед.

X,, мм

I, огн. ед.

Ж]

г д е в* мрад

Рис. 3. Типичные кадры скоростных разверток распределений в ближней (я, б) и дальней (г, д) зонах излучения лазеров с СКТИ (а, г) и без нее (б, д}, а также фотометрия (а, е) кадров в вертикальном по рисунку сечении (распределения излучения лазера с СКТИ показаны жир' ной линией).

более компактное распределение излучения в дальней зоне, более низкая расходимость. В лазере с СКТИ на КГВ при высоком уровне накачки достигается расходимость в вертикальном по рис. 3, г сечении пучка 0.8 ± 0.1 мрад, что всего в б ± 1 раз больше расходимости плоской волны при дифракции на шели размером, равным толщине пластины активного элемента. Параметр AI1, характеризующий расходимость пучка'в сравнении с гауссовым пучком (оба пучка образуют перетяжки равных радиусов) составляет величину не более 2.0 ± 0.6.

Исследование поляризации излучения лазера с СКТИ калориметрическим методом интегрально за длительность импульса генерации (разд. 2.3.2) показало, что поляризация приблизительно одинаковая на разных участках сечения пучка излучения и имеет вид эллипса с отношением осей = 0.5. Большая ось в пределах погрешности совпадает с направлением линейной поляризации, для которого в КГВ усиление максимально. При этом поляризация может быть нестационарной, что не противоречит измерениям калориметрическим методом.

Разд. 2.3.3 посвящён исследованию кинетики спектра и интенсивности излучения лазеров с СКТИ и без неё при импульсах накачки разной формы н длительности. При помощи сверхскоростного фоторегистратора СФР-2 и интерферометра Фабри-Перо со сменными базами регистрировались щелевые развёртки интерференционных колец, отражающие кинетику спектра лазерного излучения. Одновременно со спектром могла регистрироваться кинетика интенсивности излучения при помощи фотодиода типа ЛФД-2А и осциллографа С1-70 с постоянной времени ~ 1 мкс. На рис. 4 и 5 представлены типичные развёртки первого интерференционного кольца и осциллограммы излучения лазеров с СКТИ и без неё с накачкой

Рис. 4, Кинетика спектра (а. 6) и интенсивности («, г) излучения лазера с СКТИ при коротком импульсе накачки. Превышение мощности накачки над пороговой:р — 1.8 (а, в), р — 4.6 (б, г). Область дисперсии измерительного эталона 2.5 см'1. '

а

1 см'

10 мкс

тшш

'ШягШ

шшярт

10 мкс

Рис. 5. Кинетика спектра (а, б) и интенсивности (в, г) излучения лазера без СКТИ при коротком импульсе накачки. Превышение мощности накачки нал пороговой: р- 1 .9 (й),р ш 1.5 (в), р "4.6 (б, г). Область дисперсии измерительного эталона 2.5 см"1. Осциллограмма в была получена при накачке длинным импульсом.

коротким импульсом. Из приведённых результатов видно, что в лазере с СКТИ с увеличением мощности накачки уменьшается отношение амплитуды пульсаций к постоянной составляющей интенсивности генерации, мгновенный спектр становится более стабильным, распределение мощно* сти в спектре генерации становится более равномерным. Исследование спектрально-кинетических характеристик лазера с СКТИ при длинном импульсе показало, что выравнивание интенсивности между одновременно генерируемыми модами в спектре и уменьшение амплитуды пульсаций по сравнению с постоянной составляющей интенсивности излучения происходит быстрее с ростом мощности накачки, чем при коротком импульсе.

В третьей главе представлены результаты исследования мощного лазера с СКТИ на кристаллах НЛМ. Кристаллы НЛМ впервые использованы как активная среда для мощных лазеров. В лазерах с СКТИ на кристаллах КГВ и НЛМ были одинаковыми оптическая схема резонатора, пропускания зеркал, лампы накачки, длина активной среды. Объём активной среды, концентрация неодима, время жизни верхнего лазерного уровня, длина волны генерации, внутренние потери и оптическая длина резонатора в этих лазерах были приблизительно одинаковыми. Исследование энергетических (разд. 3.2) и пространственных (разд. 3.3) характеристик

/, ОТН. ед. _ I, ОГГН. сл._

£Г

О & ХдЬ, мм 9 2 ¿и, ММ

Рис. 6. Типичные кадры скоростных разверток распределений интенсивности в ближней (а) и дальней (в) зонах излучения лазера с СКТИ на НЛМ, а также фотометрия (б, г) кадров в двух ортогональных сечениях (вертикальному по рисунку сечению соответствует жирная линия).

Активная среда Энергия импульса, д* Частота следования. Гц Средняя мощность. Вт КПД. 'А Расходимость. мред

Гадолиний-гаплиавый гранат 120 s -600 24 4

во 3 240 1 а 7

лазера на HJ1M показало, что лазеры с СКТИ на HJÏM и КГВ сравнимы по энергии излучения и КПД и обладают приблизительно равной расходимостью излучения. Достигнута энергия излучения = 40 Дж при дифференциальном КПД = 2.3% и расходимости 0.9 ± 0.2 мрад (Л/ < 4.3 ± 0.2), которая всего в б ± 1 раз больше расходимости плоской волны при дифракции на щели размером, равным толщине пластины активного элемента. При этом распределение в ближней зоне излучения (рис, 6, а) более однородно, чем у лазера на КГВ, а в дальней зоне - более близко к аксиально-симметричному (ср. с рис. 3, а и г соответственно).

Исследование поляризация выходного излучения лазера с СКТИ на HJIM и лазера на одном активном элементе в плоско параллельном резонаторе (разд. 3.4) показало, что при обычно используемой в лазерах ориентации кристаллов HJ1M (ось резонатора перпендикулярна оптической оси) нет заметной зависимости усиления от поляризации излучения, излучение исследованных лазеров случайно поляризовано.

Мощные лазеры с СКТИ на кристаллах КГВ и HJ1M близки по параметрам излучения. В сравнении с характеристиками типичных мощных лазерных генераторов с пластинчатыми активными элементами и зигзаг-схемой компенсации термических искажений [6] (табл.) они обладают близкими энергетическими характеристиками, но имеют расходимость излучения в 4-5 раз меньше, несмотря на более низкую теплопроводность.

Четвертая глава посвящена исследованию лазера с плоскопараллельным резонатором и трубчатой конфигурацией системы ламповой накачки н активного элемента из кристаллов КГВ. В связи с сильной анизотропией свойств КГВ, приводящей к известным трудностям теоретического описания термических деформаций (напряжений) [7], в этом лазере была реализована модель активной среды неограниченной апертуры путём выбора толщины стенки активного элемента большей характерного размера области возбуждения. В такой модели рассеянное от внешних границ внутрь излучение накачки слабое и не оказывает влияния на распределение термической неоднородности. В результате азимутальная и радиальная составляющие распределения накачки становятся независимыми, и распределение термической неоднородности существенно проще описывается теоретически. Зеркала резонатора имели пропускание на рабочей длине волны 0,6 и 3,5%. Выходное зеркало могло отклоняться в двух ортогональных направлениях, одно из которых параллельно направлению [100] в кристалле. Исследование характеристик генерации лазера (разд. 4.2) при различном отклонении выходного зеркала от плоскости, параллельной второму зеркалу, показало резкое снижение порога генерации с увеличением угла отклонения (рис. 7, а), что объясняется потерями

из-за термических искажений резонатора на фоне сильной радиальной не-

Рис. 7, Зависимость пороговой энергии (а) и распределения интенсивности в ближней зоне излучения (б, в) генерации лазера с трубчатым активным элементом из КГВ при различных углах отклонения выходного зеркала: ¿Р1к»| = О (а); <5<Р|к»] - О, <5с1оо11 ~ —24)5** (б); ¿рпоо] - О,

~ —0'45" (в). Окружностью на б, * обозначено отверстие в активном элементе; точечной линией на б — направление [001] в кристалле, пунктирной — линия сечения плоскостью, в которой лежит угол ¿фдоц.

однородности распределения усиления активной среды в данных экспериментальных условиях: наличие скачка на краю отверстия и быстрое падение на периферии. Минимальная пороговая энергия достигалась при оптимальном угле 50± ¡0" и была в~2 раза меньше, чем при параллельных зеркалах. Исследование интегрального за импульс распределения интенсивности в ближней зоне излучения лазера при различном отклонении зеркала (например, рис. 7, б и в) показало, что максимум интенсивности и низкий порог генерации наблюдаются в стороне от отверстия, противоположной той, где сближаются края зеркал резонатора. Это означает, что термическая неоднородность носит характер положительной линзы. Увеличение показателя преломления Дм вблизи отверстия составляет — 1СГ5, исходя из измеренной величины оптимального угла отклонения и аппроксимации неоднородности оптическим клином. Это значение расходится по знаку и величине с оценкой Ал из коэффициента термооптического изменения л, измеренного в работе И.В. Мочалова [8] при неоднородном нагреве цилиндрических активных элементов из КГВ. Такое расхождение указывает на существенное различие распределений термических напряжений в трубчатом и цилиндрическом активных элементах из анизотропного кристалла, приводящих к разным у пру гоогггич еским вкладам в Ал.

Термическая неоднородность в трубчатом активном элементе из КГВ в модели неограниченной апертуры исследовалась (разд. 4.3) с помощью интерферометров на основе дифракционных амплитудных зонных пластинок Френеля с зонами в виде прямых полос. Так, интерферометр на основе одной зонной пластинки использовался для измерения неоднородности фазового набега в активном элементе и ее распределения вдоль линии, проходящей через центр отверстия и почти параллельной направлению [001] в кристалле (линия измерения; она пересекала область апертуры, где наблюдалась интенсивная генерация, вдоль неё термическая неоднородность наибольшая). Зонная пластинка освещалась расширенным коллимированным пучком Нс-Ые лазера. Среди дифракционных порядков, образованных зонной пластинкой, 0-й (плоская волна) и +1-Й (сходящаяся цилиндрическая волна) использовались как измерительный и опорный каналы соответственно, остальные порядки дифракции фильтровались. Ак-

Рис. 8. Распределение неоднородности фазового набега в ак- 2.5 тивноч элементе вдоль линии измерения относительно отмеченной окружностью точки (о) и относительно распределения до -0.5 нагрева (б) в различные ыомен- ^ ^ ты времени вспышки лампы: Оме (о), 40мс (о), 80 мс (■), -2-5 200 мс (•). а

тивный элемент помешался в измерительную волну вблизи фокуса опорной волны, где эти волны пространственно разделены. Зоны Френеля устанавливались перпендикулярно линии измерения на апертуре активного элемента. Интерференционная картина регистрировалась видеокамерой. Поскольку нагрев активного элемента излучением накачки 300 мке) происходит много быстрее смены видеокадров (40 мс), регистрация велась до полной тепловой релаксации системы, когда положение интерференционных полос совпадало с их исходным положением. Смещение полос измерялось путём сопоставления их позиций обратно по времени, начиная от момента полной релаксации. Зависимость смешения от времени позволяет вычислить распределение неоднородности фазового набега в активном элементе вдоль линии измерения относительно набега в заданной точке (рис. 8, а; заданной выбиралась координата самого дальнего от лампы экстремума распределения интенсивности интерференционной картины; у = 0 соответствует оси отверстия), а также относительно распределения неоднородности до вспышки лампы (рис. 8, б) в разные моменты времени. В среднем относительное среднеквадратичное отклонение вычислений составило = 0.6% (а) и ~ 15% (б), что соответствует погрешности определения Дм = 5-Ю 7. На графике для 1 = 0 (рис. 8, а), отражающем неоднородность активного элемента до нагрева, при у~ 5, 6.5, 7 мм наблюдаются локальные максимумы. Подобные максимумы есть и на графиках рис. 8, 6, их положение слабо зависит от времени, т.е. они не связаны с выделением и диффузией тепла, что хорошо согласуется с другими наблюдениями. Совокупные наблюдения показывают, что данные локальные максимумы отражают собственную неоднородность кристаллов. Разность п между максимумом при у —7 мм и средним по апертуре значением составляет ~ I О"5. За время Д/ - 40 мс тепло в активном элементе диффундирует на расстояние ~ = 0.5 мм (х^13 9.6*10"3 см2/с — температуропроводность КГВ в направлении [0011). Поэтому соответствующие графики отражают неоднородность, не сильно отличающуюся от неоднородности в период вспышки лампы и лазерной генерации. Из графика для г = 40 мс на рис. 8,6 видно, что на большей части линии измерения наблюдается положительная термическая линза. В приближении плоских рабочих граней активного элемента из амплитуды неоднородности в точке у ~ з мм получим оценку амплитуды возмущения показателя преломления

рад 6Ф(у,ф), рая

у. мм _ у, мм

Рис. 9. Результат аппроксимации измеренного распределения <5Ф при ( = 40 мс (а, □) молельным распределением ¿Фт*1 (а, гладкая линия) и вычисленное распределение уп-ругооптического вклада №

<5Ф(>';0), рад 2.5|-

- (¿ф - ¿Ф^МЛ. х 1СГ

у, мм

~ 2-10"', что хорошо соответствует оценке из наблюдений лазерной генерации. На отрезке линии измерения0.8 мм от края отверстия наблюдается отрицательная термическая линза. В данных экспериментальных условиях в приближении нулевой рефракции, слабых искажений рабочих граней, независимости индикатрисы показателя преломления от температуры и нулевой неоднородности оптической длины активного элемента до нагрева, распределение вдоль линии измерения фазового набега может быть записано в виде:

kL

ПУ)

dT У 6Т )€

¿Т(у), /(у) = -^LXpmmk!£kl(y), 2 tt

где к — волновое число излучения He-Ne лазера, /е = 2.980 ± 0.005 см — длина активного элемента, иЛ = 1.986 — показатель преломления КГВ для поляризации излучения, для которой усиление максимально, de2!dT= I.6-10"5 К"' — термический коэффициент линейного расширения

в направлении вдаль активного элемента, (^дп!7]/бт)е — термический коэффициент показателя преломления КГВ в отсутствии деформаций, ртты — упругооптич ее кие коэффициенты КГВ, соответствующие данным направлениям распространения излучения и его поляризации; e¡Jy) — тензор деформаций в результате нагрева, ДДу) => ТХу) — Т0 — распределение нагрева вдоль линии измерения. В приближении изотропной среды и спектральному сре длённого поглощения была построена модель распределения нагрева в активном элементе, на основе которого можно построить модельное распределение неоднородности набега фазы ¿Ф^О') без учёта упру roo птического эффекта:

ds2

«VodO') =

dT

f dO Urje

„-*» (У'Уо )

Лс,,

И)

(1)

где ц = 0.5 — энергетический КПД лампы накачки, Ер — энергия накачки, X = 632.8 им, с„ = 3.64 Дж К^-см'3 — удельная теплоёмкость единицы объёма КГВ, = 3 см"1 — спектрально-среднее поглощение накачки вдоль линии измерения, >>0 = 2.25 мм — координата края отверстия. При г]Е9 = 10 Дж выражение (1) даёт оценку максимального нагрева (на краю отверстия) = 4.8 К, а также радиального градиента температуры, который 14

< 1 К/мм при у > 3.5 мм. Аппроксимация экспериментальных данных распределением (1) (рис. 9, а) даёт хорошее соответствие с ними на отрезке

у > 3.5 мм при параметре [дпт/дт)е ~ 1-1(Гт К"1 (учитывая, что локальные

максимумы принта 5, 6.5 и 7 мм относятся к собственной неоднородности кристалла). Упругооптический вклад в ¿Ф(у) при у < 5 мм показан на рис. 9,6. Из вида распределений на рис. 8, б, согласия модели с экспериментом следует, что при градиенте температуры ~ 1 К/мм и более вклад в Ди упругооптического эффекта отрицательный. Вклад упругооптического эффекта в фазовый набег превосходит по величине суммарный вклад термического изменения п и геометрической длины активного элемента, т.е. Дя практически определяется упругооггтическим эффектом.

Сопоставление распределений интенсивности в ближней зоне излучения лазеров на КГВ, исследованных в данной работе, с распределением собственной неоднородности кристаллов КГВ, выявленных в интерференционных исследованиях, приводит к выводу о наличии в применённых нами кристаллах неоднородности концентрации неодима, возникшей в процессе их роста. Эта неоднородность имеет вид тонких слоёв толщиной ~ 0.1 мм, параллельных направлениям [100] и [010] в кристалле, в которых показатель преломления имеет повышенное значение на величину - 10"s.

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ

1. Показано улучшение поперечного распределения, уменьшение угловой расходимости, повышение КПД и энергии выходного излучения более чем в 2 раза с применением мощных твердотельных лазерах ранее предложенного B.C. Гулевым метода компенсации термической неоднородности (СКТИ), несмотря на относительно низкую теплопроводность активной среды.

2. В мощных лазерах с СКТИ достигнута энергия выходного излучения 60 Дж с КПД 3.9% (на основе кристаллов КГВ) и 40 Дж с КПД 2.3% (на основе кристаллов HJIM) при высоких пространственных характеристиках излучения (Л/2 < 2) и частоте следования импульсов 2 Гц. Мощные лазеры с СКТИ на кристаллах КГВ н НЛМ сравнимы по КПД, энергии и средней мощности излучения с типичными мощными лазерами на гранатах с теплопроводностью в несколько раз большей и обладают в несколько раз меньшей расходимостью. Это позволяет расширить область применения в мощных лазерах активных сред с относительно низкой теплопроводностью.

3. В мощном лазере с СКТИ на кристаллах КГВ амплитуда пульсаций интенсивности излучения уменьшается по сравнению с постоянной составляющей, распределение энергии в спектре излучения становит-

ся более однородным при увеличении длительности и мощности импульса накачки.

4. В лазере с плоским резонатором и трубчатым активным элементом из кристалла КГБ в модели активной среды неограниченной апертуры порог генерации при параллельных зеркалах в = 2 раза выше, чем при отклонённом выходном зеркале, что определяется термическими искажениями и сильной неоднородностью распределения усиления в данных условиях.

5. Упругооптические эффекты в лазерном кристалле КГБ трубчатой конфигурации дают отрицательный вклад в показатель преломления для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров на КГВ. При градиенте температуры ~ 1 К/мм и более этот вклад превышает термическое изменение показателя преломления в отсутствии напряжений, т.е. показатель преломления уменьшается.

6. На основе измеренного и модельного распределений термической неоднородности трубчатого активного элемента установлено, что термический коэффициент показателя преломления КГВ при постоянных деформациях положительный и составляет ~ 10~т К-1 для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров на КГВ.

7. На основе сопоставления распределений интенсивности в ближней зоне излучения лазеров на КГВ, исследованных в данной работе, с результатами интерференционных исследований, установлено наличие в используемых кристаллах неоднородности концентрации неодима. Неоднородности имеют вид слойв толщиной —0.1 мм, параллельных кристаллографическим направлениям [100] и [010], в которых наблюдаются повышенные значения коэффициента усиления лазерного излучения и показателя преломления (на величину — 10 3).

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Гулев B.C., Микерин С.Л., Павлюк A.A., Юркин A.M. Мощные твердотельные лазеры с равномерным поперечным распределением интенсивности и малой расходимостью излучения // Автометрия, №4. — 1999. —С. 104-113

2. Гулев B.C., Микерин С.Л., Павлюк A.A., Юркин А.М. Твердотельный лазер с большой средней мощностью излучения и компенсацией оптических неоднородностей активной среды // Квантовая электроника, 29(1999). — С. 19-20

3. Гулев B.C., Микерин С.Л., Ключников A.A., Угожаев В.Д., Нестерен-ко В.Ф., Юркнн A.M. Генерация лазера с трубчатым активным элементом из кристалла калий-гадолнниевого вольфрамата с неодимом // Квантовая электроника, 31 (2001). —С. 867-869

4. Микерин С.Л., Папьчикова И.Г., Угожаев В.Д. Визуализация и измерение оптических неоднородностей в лазерном активном элементе

KGd(W04)2 с помощью интерферометров на зонных пластинках // Автометрия, 41 (2005), №1. — С. 71-87

5. Микернн С.Л., Пальчикова И.Г., Угожаев В.Д. Дифракционные интерферометры на основе зонных пластинок. Часть И: Визуализация и измерение тепловых неоднородностей оптической толщины лазерного активного элемента. — В сб.: Компьютерная оптика, под'ред. акад. Ю.И. Журавлева. — М.: МЦНТИ, 2004, Вып. 26. — С. 37-47

Список цитированной литературы

1. Микаэлян АЛ., Дьяченко В.В. Явление сохранения волнового фронта в сильно деформированных твердых средах // Письма в ЖЭТФ, 16, Вып. 1 (1972). —С. 25-29

2. Koechner W. Solid-state laser engineering. — Springer Ser. in Opt. Sei., V. 1, S* ed. (1999). — P. 451

3. Мак A.A., Соме Л.Н., Фромзель В.А., Яшин В.Е. Лазеры на неодимо-вом стекле. — Под ред. A.A. Мака. — М.: Наука, 1990. — С. 103

4. Мак A.A., Фромзель В.А., Щербаков И.А. Состояние и перспективы повышения эффективности твердотельных лазеров // Изв. АН СССР, Сер. Физич., 48, No. 8 (1984). — С. 1466-1476

5. Гулев B.C. Мощный твердотельный лазер. — Патент РФ Jft 2 100 881 (1997); приоритет от 06.03.1995

6. Yoshida К., Yoshida H., Kato Y. Characterization of high average power Nd:GGG slab-lasers // IEEE J. of Quant. Electr. QE-24 (1988) No. 6, pp. 1188-1192

7. Жнлёнис A.A., Сакалаускас C.B. Тепловое изменение показателя преломления в монокристаллах при их неоднородном радиальном нагреве лазерным излучением. — В сб.: Лазеры и оптическая нелинейность, под ред. Э.К. Малдутиса. — Вильнюс: ИФ АН ЛитССР, 1987. — С.333-339

8. Мочалов И.В. Нелинейная оптика лазерного кристалла калий-гадолиниевого вольфрамата, активированного . неодимом KGd(WO„b:Nd // Оитич. журнал №11 (1995), с. 4-15

Подписано в печать «*#£>> октября 2006 г. Формат бумаги 60 * 84 1/16 Тираж 100 экз. Заказ № 6/6

ЗАО РИЦ «Прайс-Курьер», 630090, г. Новосибирск, проса акад. М.А. Лаврентьева, 6

Основные сокращения и обозначения

Введение

Актуальность темы.

1 Цели и задачи работы.

Научная новизна н практическая ценность работы.

Положения, выдвигаемые на защиту.

Апробация работы и публикации

Структура и объём диссертационной работы.1'

1 Мощные твердотельные лазеры с высокими пространственными параметрами излучения (обзор литературы)

1.1 Введение

1.2 Основные направления развития мощных твердотельных лазеров с высокими пространственными параметрами излучения.

1.2.1 Селекция мод по поперечному индексу.1С

1.2.2 Снижение величины термических искажении резонатора.

1.2.3 Компенсация термических искажений резонатора.

1.2.4 Высокоэффективные системы ламповой накачки и лазерные активные среды .2G

1.3 Схема компенсации термических искажении резонатора (CKTII).

1.4 Калнн-гадолшшевый вольфрамаг и патрий-лаитаиовый молибдат с неодимом.

1.5 Выводы: определение задач диссертации.

2 Мощный лазер с компенсацией термических искажений на кристаллах KGd(WO.i)2:NdH

2.1 Энергетические характеристики.

2.1.1 Полученные результаты.

2.1.2 Обсуждение результатов.

2.2 Пространственные характеристики.

2.2.1 Экспериментальная установка.

2.2.2 Полученные результаты.

2.2.3 Обсуждение результатов.

2.3 Поляризационные н спектралыю-кинетнческпе характеристики

2.3.1 Экспериментальная установка.

2.3.2 Поляризационные характеристики

2.3.3 Спектрально-кинетические характеристики.

2.4 Выводи.

3 Мощный лазер с СКТИ на кристаллах NaLa(Mo04)2:Nd3+

3.1 Экспериментальная установка.

3.2 Энергетические характеристики. 3.2.1 Обсуждение результатов.

3.3 Пространственные характеристики.

3.3.1 Обсуждение результатов.

3.4 Поляризационные и снсктралыю-кинетнческие характеристики

3.4.1 Обсуждение результатов.

3.5 Выводы.

4 Лазер с трубчатым активным элементом из КГВ в модели активной среды неограниченной апертуры

4.1 Экспериментальная установка и методика измерений.

4.2 Генерация лазера с трубчатым активным элементом в модели неограниченной апертуры.

4.2.1 Обсуждение результатов.

4.3 Термические искажения трубчатого активного элемента в модели неограниченной апертуры.

4.3.1 Измерение термической неоднородности с помощью Z-интсрфсрометра.

4.3.2 Визуализация термической неоднородности с помощью Т-нитерферометра.

4.3.3 Обсуждение результатов.

4.4 Выводы.

В лазерах на основе твердотельной активной среды (твердотельных лазерах) используются диэлектрические оптически прозрачные материалы. Среди них известны стёкла, кристаллы и прозрачная керамика, которые, чаще всего, выступают в роли матрицы, содержащей небольшую химическую примесь (активатор, обычно — попы металлов). Энергетические уровни нрнмсси используются для создания инверсии и лазерной генерации. Необходимые уровни возбуждают оптическим излучением, резонансным соответствующим полосам поглощения активатора. Указанные факты определяют специфику мощных твердотельных лазеров, в частности, в отношении энергетических и пространственных характеристик генерации.

Актуальность темы

Лазерное излучение обладает рядом характеристик — спектральных, энергетических, пространственных н др., — которые делают лазеры уникальными для многих научных и практических приложений. Твердотельные лазеры сочетают в себе высокие энергетические параметры излучения с возможностью работать в различных режимах генерации, отличаются высокой надёжностью и долговечностью, относительно компактны. Поэтому в настоящее время они получили широкое применение в медицине, связи, научном приборостроении, промышленности, в научных исследованиях и др., где к характеристикам лазерного излучения предъявляются в каждом случае свои требования. Часто требуются высокие параметры пространственных и энергетических характеристик излучения — низкая угловая расходимость, близкая к минимально возможной (к дифракционному пределу) при условии низкого порога генерации, высокой энергии импульса излучения или большой мощности нмпульспо-нсриодпческого или непрерывного излучения.

Однако, для твердотельных лазеров одновременное достижение таких параметров является проблематичным. Твёрдое состояние активной среды, относительно высокий коэффициент усиления — качества, выгодно отличающие твердотельные лазеры, являются, в то же время, причиной затруднений. Высокое усиление способствует генерации большого числа мод с ненулевым значением поперечных индексов излучения. Из-за неоднородности распределения накачки по объёму п поглощения, медленной пространственной миграции возбуждения, конечной теплопроводности, одновременного действия нагрева и охлаждеппя в объёме активной среды возникает неоднородность распределения усиления и температуры. Температурная неоднородность приводит к различным термическим эффектам: локальному возмущению показателя преломления среды, наведённому двулучеиреломле-нию, искажению формы активного -элемента и др. Все эти факторы приводят к увеличению расходимости, ухудшению однородности раснрсдслспня интенсивности в пучке и к ограничению энергетических характеристик. Из указанных факторов неоднородность показателя преломления играет существенную роль в искажении реального резонатора и ухудшении пространственных характеристик излучения мощных твердотельных лазеров.

Энергетические, пространственные характеристики излучения, искажение активной среды в твердотельных лазерах тесно связаны с системой накачки. Лампы газового разряда традиционно являются одним из основных мощных источников излучения для накачки. Их главный недостаток состоит в низкой мощности в нужных спектральных полосах поглощения активной среды по сравнению с мощностью всего спектра излучения. Этот фактор играет определяющую роль в образовании термической неоднородности активного элемента, т.к. приводит к большому тепловыделению в его объёме. Накачка с помощью полупроводниковых лазеров (полупроводниковая накачка) является большим шагом вперёд в плане спектральной согласованности, высокого КПД и низкого тепловыделения в активном элементе. Однако, одной из основных трудностей при орагипза-цпн полупроводниковой накачки мощных лазеров является образование неоднородности сё распределения в активной среде из-за высокой спектральной плотности, что обычно приводит к ограничению энергетических или ухудшению пространственных характеристик излучения генерации. К тому же снижение уровня тепловыделения, по сравнению с ламповой накачкой, полностью не избавляет от влияния термических искажений.

Таким образом, основной путь достижения высоких параметров как энергетических, так и пространственных характеристик заключается в одновременном применении следующих ключевых подходов: избавления от влияния неоднородности, наведённой в активном элементе, и принципиального повышения энергетических характеристик путём повышения КПД системы накачки и использования новых более эффективных лазерных сред.

Предложено много решений, направленных на борьбу с термической неоднородностью активной среды в мощных твердотельных лазерах. Их можно сгруппировать в два класса: методы уменьшения величины неоднородности и методы компенсации их влияния на генерацию. Так как первые не обеспечивают полного устранения неоднородности при любой мощности накачки, то вторые позволяют дальше отодвинуть ограничение энергетических характеристик. Одним из наиболее удачных схемных решений из второго класса является схема с зигзагообразным проходом излучения генерации сквозь пластинчатый активный элемент (зигзаг-схема). В активном элементе под действием накачки создается температурный градиент, перпендикулярный к широким граням пластины, от которых излучение генерации испытывает полное отражение. В результате многократных прохождений излучения вдоль направления градиента и против пего искажения волнового фронта компенсируются. Таким образом, в этой и подобных схемах, несмотря на наличие неоднородности активного элемента, волной фронт генерации остаётся близким к плоскому, п термические искажения реального резонатора компенсируются.

К существенным недостаткам зигзаг-схемы относят то, что грани, па которых генерация испытывает полное отражение, являются элементами резонатора. Это предъявляет высокие требования к качеству и обеспечению чистоты этих поверхностей, повышает стоимость готового активного элемента н системы его охлаждения. Искажение формы активного элемента от воздействия мощной накачки не позволяет полностью избавиться от аберраций волнового фронта. Жидкостное охлаждение активного элемента усложняет организацию как можно большего числа отражении внутри пего с целью достижения эффективной компенсации. Поэтому поиск новых схемных решении без указанных недостатков, сравнимых по эффективности компенсации с зигзаг-схемой, является актуальным для развития мощных твердотельных лазеров.

Повышение эффективности системы оптической накачки мощных твердотельных лазеров сопряжено, в основном, с решением двух ключевых задач: повышения эффективности источника нзлучепня накачки н повышения эффективности преобразования энергии этого нзлучепня в энергию возбуждения верхнего лазерного уровня активатора. Развитие полупроводниковой накачки существенно продвинуло их решение. Однако, во-первых, термические искажения активного элемента снижаются, но остаются. Во-вторых, сегодня полупроводниковый лазерный диод пе обеспечивает высокую энергию импульсного излучения, а применение набора (матрицы) лазерных диодов на порядки повышает стоимость единицы мощности излучения но сравнению с ламповой накачкой. Поэтому ламповая накачка в мощных лазерах сегодня остаётся широко распространённой, а исследования, направленные на повышение её КПД, пе теряют актуальности.

Для повышения КПД системы ламповой накачки предложена концепция „светового котла". Она предусматривает преобразование спектра излучения накачки для лучшего согласования с поглощением активатора, а также применение таких конфигураций активной среды, источника накачки и отражателя осветительной системы, при которых как можно большая часть потока излучения накачки как можно дольше задерживается в активной среде. Рядом исследований было установлено, что КПД лазера с активной средой в виде цилиндрического слоя вокруг линейного источника накачки (трубчатый активный элемент) может на порядок превышать КПД эквивалентного лазера с активным элементом из того же материала, по в виде круглого стержня в осветителе эллиптического сечения (стандартная конфигурация). Среди других известных конфигураций система из двух пластинчатых активных элементов с лампами накачки между ними н компактного отражателя максимально приближается по КПД к трубчатой конфигурации.

Предложенная в пашей лаборатории схема резонатора и системы накачки могц-I них твердотельных лазеров представляет собой удачную комбинацию метода компенсации термических искажений резонатора и высокоэффективной конфигурации системы ламповой накачки. Компенсация искажений в ней происходит за счёт симметрии распределений градиентов температуры в двух пластинчатых активных элементах. Боковые поверхности пластин не являются элементами резонатора, могут быть матовыми, что делает предложенную схему свободной от основных недостатков зигзаг-схемы. Использование двух пластин активных элементов даёт возможность применить одну из самых эффективных конфигураций ламповой накачки. В дальнейшем для определённости и краткости ссылаясь па эту схему будем использовать сокращение СКТИ (схема компенсации термических искажений).

Широкое применение в мощных твердотельных лазерах новых высокоэффективных лазерных сред ограничивается тем, па сколько решена технологическая задача выращивания оптически однородных образцов достаточно больших размеров, на сколько их производство технологично и не дорогое. Число таких активных сред невелико. Большое значение для энергетических характеристик имеет также возможность получения высокой концентрации активатора в матрице, которая обычно ограничивается концентрационным тушением люминесценции и ухудшением оптических и механических свойств. Совокупность требующихся от активных сред характеристик сильно ограничивают их выбор. Поэтому сегодня остаётся актуальным исследование перспективных в данном отношении лазерных материалов.

Принято считать, что для применения в мощных твердотельных лазерах мало пригодны активные среды с относительно низкой теплопроводностью. Это вполне обосновано величиной градиентов температуры, возникающих в такой активной среде, из-за кото рых ухудшаются характеристики лазера и может разрушится активный элемент. По этой причине ряд известных многообещающих по энергетическим н технологическим характеристикам лазерных сред имеют ограниченное применение или вообще не применяются в мощных лазерах, их относят к активным средам для высокоэффективных лазеров малого диапазона мощности и энергии излучения.

С одной стороны, применение таких активных сред в мощных лазерах совместно с методами компенсации искажений, в частности, совместно с СКТИ, может отодвинуть это ограничение и способствовать широкому распространению мощных лазеров с высокими энергетическими и пространственными характеристиками излучения.

С другой стороны, искажения резонатора определяются не столько величиной градиента температуры, сколько термооптическими и упругооптпчеекпмн (фотоупруги-мн) свойствами среды. Эти свойства могут быть противоположными друг другу, приводя к уменьшению искажения резонатора при большой величине градиентов температуры. Поэтому исследование термооптических свойств новых высокоэффективных активных сред может расширить их применение в мощных твердотельных лазерах.

В связи с этим интересными представляются относительно новые и недостаточно изученные такие кристаллические лазерные среды как калнй-гадолшшевый вольфрамаг

КГВ) и патрнй-лантаиовый молибдат (НЛМ), активированные трёхвалентными нонами неодима. Эти кристаллы обладают комплексом положительных качеств дли использования в мощных лазерах: в сравнении с широко распространённым кристаллом иттрин-алюмипиевого граната с неодимом (ИАГ) они обладают более высокой лазерной эффективностью, лучшим усвоением излучения при ламповой накачке, более высокой концентрацией активатора, почти вдвое более низкой температурой плавления. Для этих кристаллов решена проблема синтеза крупных образцов с высоким оптическим качеством. Основным недостатком КГВ и НЛМ является относительно низкая теплопроводность, которая в ~ 4 раза меньше, чем у НАГ (« 112 мВт/см-К). Величина градиентов температуры в них, может быть в несколько раз больше, чем в НАГ в аналогичных условиях. Однако, например, у КГВ термическое изменение показателя преломления в несколько раз меньше, чем у НАГ. Упругоонтичсские свойства КГВ и НЛМ в настоящее время недостаточно исследованы и не известны.

Таким образом, представляет научный и практический интерес возможность одновременной реализации всех описанных принципов повышения пространственных и энергетических параметров излучения, т.е. применение высокоэффективного лазерного кристалла, такого как, например, КГВ, высокоэффективной конфигурации ламповой накачки и СКТИ. Однако, в частности, применение трубчатой конфигурации ламповой накачки требует предварительных исследований из-за анизотропии и недостаточной изученности термооптических свойств КГВ. Для последовательного решения этой задачи на первом этапе с целыо упрощения явлений целесообразно исследовать лазер с трубчатым активным элементом из КГВ, у которого толщина стенки много больше размера области апертуры, где возникает инверсия (модель активной среды неограниченной апертуры).

Проведённые в диссертационной работе исследования направлены, во-первых, па изучение генерации .мощных лазеров с СКТИ на кристаллах КГВ и НЛМ, во-вторых, па изучение генерации и термических искажений в лазере с трубчатым активным элементом из КГВ в модели активной среды неограниченной апертуры.

Цели и задачи работы

1. Исследовать динамику генерации мощных твердотельных лазеров с применением метода компенсации термических искажений активной среды (СКТИ). В частности исследовать степень компенсации термической неоднородности активной среды путём сравнения характеристик излучения лазеров с СКТИ п без неё.

2. Исследовать характеристики излучения лазеров с СКТИ па кристаллах КГВ и НЛМ с неодимом и изучить влияние СКТИ па параметры этих лазеров.

3. Исследовать возможность применения кристаллов КГВ в лазере с трубчатой конфигурацией активного элемента с целыо повышения энергетических характеристик н исследовать термические искажения в нём.

Научная новизна и практическая ценность работы

1. Получено мощное излучение (энергия импульса ~ '10 Дж) высокого качества (однородность в сечении пучка, расходимость, близкая к дифракционной) в лазере с СКТИ на основе кристаллов IIЛМ, ранее не использовавшихся как активная среда мощных лазеров.

2. Проведены подробные исследования генерации мощного лазера с СКТИ на основе кристаллов КГВ при различных длительности, форме импульса и уровне накачки в сравнении с лазером без CKTII в аналогичных экспериментальных условиях.

3. Показана возможность использования высокоэффективных лазерных кристаллов с относительно низкой теплопроводностью в мощных твердотельных лазерах без ухудшения пространственных и энергетических характеристик их излучения за счёт применения методов компенсации термических искажений и эффективных систем ламповой накачки. Это открывает перспективу широкого распространения мощных твердотельных лазеров с высокими пространственными и энергетическими параметрами излучения.

•1. Исследованы генерация и термическая неоднородность в лазере с трубчатой конфигурацией ламповой накачки и активного элемента из КГВ в модели активной среды неограниченной апертуры. Интерференционным методом установлено, что для излучения с направлением и поляризацией, характерными для лазеров на КГВ, унру-гооптический эффект при градиенте температуры с направлением вдоль [001J и величиной > 1 К/мм превышает по абсолютной величине суммарное термическое изменение показателя преломления и длины кристалла и противоположен ему по знаку. На основе моделирования термической неоднородности установлено, что термический коэффициент показателя преломления КГВ при постоянных деформациях ~ Ю-7 К'1 для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров па КГВ.

Положения, выдвигаемые на защиту

1. С применением СКТИ в мощных лазерах распределение интенсивности в пучке излучения становится равномерным, расходимость уменьшается в 2 раза, энергия импульса генерации возрастает в 2.5 раза, КПД лазера возрастает в 2 раза по сравнению с лазером без СКТИ в аналогичных условиях.

2. Мощные лазеры с СКТИ па кристаллах КГВ и HJIM сравнимы по энергии и КПД, по обладают в 4-5 раз меньшей расходимостью излучения но сравнению с типичными мощными лазерами-генераторами с зигзаг-схемой компенсации термической неоднородности па пластинчатых активных элементах из кристаллов гранатов с теплопроводностью в несколько раз большей, чем у КГВ и НЛМ.

3. В мощном лазере с СКТН па кристаллах КГВ с увеличением длительности и мощности импульса накачки убывает отношение амплитуды пульсаций к постоянной составляющей интенсивности генерации, выравнивается распределение интенсивности в спектре генерации.

4. В лазере ламповой накачкой, плоским резонатором и трубчатой конфигурацией активной среды на основе кристаллов КГВ в модели неограниченной апертуры порог генерации при параллельных зеркалах в 2 раза больше порога при отклонённом выходном зеркале.

5. Уиругооитический эффект в лазерном кристалле КГВ трубчатой конфигурации дают отрицательный вклад в показатель преломления для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров иа КГВ. При градиенте температуры > 1 К/мм этот вклад приводит к уменьшению показателя преломления.

Апробация работы и публикации

Основные результаты диссертационной работы докладывались па следующих международных конференциях и научных мероприятиях:

32-я .Международная студенческая конференция „Студент и научпо-техппческпй прогресс" (1994 г. Новосибирск, Россия)

5-th International Conference on Industrial Lasers and Laser Applications (1995 г. Шатура, Россия)

Научная сессия-96 Объединённого института автоматики и электрометрии СО РАН (199G г. Новосибирск, Россия)

34-я Международная студенческая конференция „Студент и научно-технический прогресс1' (199G г. Новосибирск, Россия)

11-я Международная Вавнловская конференция по нелинейной оптике (1997 г. Но' восибпрск, Россия)

30-я Международная студенческая конференция „Студент н научно-технический прогресс'1 (1998 г. Новосибирск, Россия)

4-я Международная конференция „Актуальные проблемы электронного приборостроения" (1998 г. Новосибирск, Россия)

International Symposia "Photonics West": Conference on Solid State Lasers VIII (1999 r. 5 Калифорния, CILIA)

7-th International Conference on Laser Metrology Applied to Science, Industry and Everyday Life (2002 г. Новосибирск, Россия)

19-tli Congress of the International Commission for Optics: Optics for the Quality of Life (2002 г. Флоренция, Италия)

Всего по теме диссертации соискателем в соавторстве опубликовано 15 печатных работ. Основные результаты исследований соискателем в соавторстве опубликованы в 5 печатных работах в отечественных журналах н в материалах названных конференций. С некоторыми результатами соискатель принимал участие в Конкурсах молодых учёных ИАнЭ СО РАН (третья премия 2001-го и 2002-го гг.).

Структура и объём диссертационной работы

Диссертационная работа состоит из введения, четырёх глав, заключения, приложений, списка цитируемой литературы (113 наименований). Общий объём диссертации составляет 123 страницы, включая 9 таблиц и 39 рисунков.

4.4 Выводы

Проведённые исследования генерации и термических искажений резонатора лазера с трубчатым активным элементом из КГВ в модели неограниченной апертуры позволяют сделать следующие выводы:

1. Порог генерации лазера с параллельными плоскими зеркалами в ~ 2 раза выше, чем при отклонённом выходном зеркале, что определяется термическими искажениями и сильной неоднородностью распределения усиления: наличие скачка радиальной зашк'нмостн (отверстие) в центре симметрии распределения и быстрое затухание на периферии. Минимальная пороговая энергия достигается при угле отклонения выходного зеркала от плоскости, параллельной второму зеркалу, 50 ± 10" в сечении резонатора, проходящем через ось отверстия в активном элементе и перпендикулярно направлению [100] в кристалле.

2. Генерация в лазере с отклонённым зеркалом наблюдается с противоположно!! стороны относительно отверстия в активном элементе от тон, где сближаются края зеркал резонатора, т.е. термические искажения носят характер положительной линзы. Показатель преломления п вблизи отверстия больше, чем па периферии на величину ~ 10~'\ что расходится по знаку и величине с оценкой на основе известных данных об изменении и в КГВ при неоднородном нагреве цилиндрических активных элементов. Это говорит о существенном различии распределения напряжений в трубчатом и цилиндрическом активных элементах, приводящем к разным упругооитпческим вкладам в п.

3. Компенсация термических искажений резонатора и улучшение характеристик излучения мощных лазеров на КГВ, продемонстрированные в гл. 2 данной работы, позволяют надеяться па преодоление обнаруженных отрицательных особенностей генерации лазера с трубчатым активным элементом из КГВ и на создание па их основе мощных лазеров с ламповой накачкой и высоким КПД путём развития схем компенсации термических искажений в трубчатых активных элементах.

4. Кинетика интенсивности лазера с трубчатым активным элементом отличается от кинетики, характерной для лазеров с цилиндрическим активным элементом из КГВ, тем, что характерные стадии генерации наблюдаются числом более одного, что требует дополнительного исследования.

5. Измерение термической неоднородности трубчатого активного элемента в области апертуры, где наблюдалась наиболее интенсивная генерация, показало, что па большей части толщины стопки наблюдается положительная линза с амплитудой изменения показателя преломления ~ 2 • 10"°, что хорошо соответствует опенке из наблюдений лазерной генерации. На меньшей части (« 13% толщины стопки) вблизи края отверстия, термическая линза оказывается отрицательной.

G. Характер измеренного распределения термической неоднородности, характер её кинетики, согласие расчётной модели с измерением, позволяет заключить, что в трубчатом активном элементе из КГВ в модели неограниченной апертуры для поляризации излучения параллельной оси индикатрисы Nm а) вклад упругооптического эффекта в изменение п отрицательный при градиенте температуры ~ 1 К/мм и более; б) вклад, унругооитического эффекта в фазовый набег в активном элементе превышает но величине суммарный вклад термического изменения п п геометрической длины кристалла, и п меньше нсвозмущёпного значения nj)ii градиенте температуры ~ 1 К/мм н более; в) с использованием модельного распределения термической неоднородности установлено, что термический коэффициент показателя преломления для поляризации излучения вдоль Nm при постоянных деформациях (0п/0Т)е положительный и (да/дТ)£ ~ Ю-7 К~\

7. Сопоставление распределений интенсивности в блпжпей зоне излучения лазеров па КГВ, исследованных в данной работе, с распределен нем собственной неоднородности кристаллов КГВ, выявленных в интерференционных исследованиях, приводит к выводу о наличии в применённых памп кристаллах неоднородности концентрации неодима, возникшей в процессе их роста. Эта неоднородность имеет вид тонких слоёв параллельных направлениям в кристалле [100] и [010], толщину ~ 0.1 лаг, и приводят к вариации показателя преломления ~ 10~5.

Заключение

Представленные в диссертационной работе результаты экспериментального исследования мощных лазеров со схемой компенсации термических искажений с пластинчатыми активными элементами из кристаллов КГВ и НЛМ с неодимом, а также лазера с трубчатым активным элементом из КГВ, моделирующим активную среду неограниченной апертуры, позволяют сделать следующие основные выводы:

1. Показана высокая эффективность рапсе предложенного метода компенсации искажений резонатора (СКТИ) мощных твердотельных лазеров, позволяющая улучшить пространственные и энергетические характеристики мощных лазеров, а также расширить область применения в мощных лазерах активных сред с относительно низкой теплопроводностью.

2. В мощных лазерах с СКТИ достигнута энергия выходного излучения СО Дж с КПД 3.9% (па основе кристаллов КГВ) и 40 Дж с КПД 2.3% (па основе кристаллов НЛМ) при высоких пространственных характеристиках излучения (М2 < 2) и частоте следования импульсов 2 Гц. Мощные лазеры с СКТИ на кристаллах КГВ и НЛМ сравнимы но КПД, энергии и средней мощности излучения с типичными мощными лазерами па гранатах с теплопроводностью в несколько раз большей и обладают в несколько раз меньшей расходимостью.

3. В мощном лазере с СКТИ на кристаллах КГВ амплитуда пульсаций интенсивности излучения уменьшается по сравнению с постоянной составляющей, распределение энергии в спектре излучения становится более однородным при увеличении длительности и мощности импульса накачки.

4. В лазере с плоским резонатором п трубчатым активным элементом из кристалла КГВ в модели активной среды неограниченной апертуры порог генерации при параллельных зеркалах в ~ 2 раза выше, чем при отклонённом выходном зеркале, что определяется термическими искажениями и сильной неоднородностью распределения усиления в данных условиях.

5. Упругоонтнческне эффекты в лазерном кристалле КГВ трубчатой конфигурации дают отрицательный вклад в показатель преломления для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров на КГВ. При градиенте температуры ~ 1 К/мм и более этот вклад превышает термическое изменение показателя преломления is отсутствии напряжений, т.е. показатель преломления уменьшается.

G. С использованием модельного распределения термической неоднородности трубчатого активного элемента в модели неограниченной апертуры установлено, что термический коэффициент показателя преломления КГВ при постоянных деформациях положительный и составляет по величине ~ Ю-7 К~] для направления и поляризации излучения, типичных для лазеров па КГВ.

7. На основе сопоставления распределений интенсивности в ближней зоне излучения лазеров на КГВ, исследованных в данной работе, с распределением собственной неоднородности кристаллов КГВ, выявленных в интерференционных исследованиях, установлено наличие в них неоднородности концентрации неодима, возникшей в процессе роста, в виде слоев толщиной ~ 0.1 мм, параллельных кристаллографическим направлениям [100] и [010], в которых наблюдаются повышенные значения, но сравнению с остальной областью, коэффициента усиления лазерного излучения и показателя преломления (на величину ~ Ю-5).

Таким образом, поставленные в начале дайной работы задачи, выполнены.

1..В. Основные тенденции развития твердотельных лазеров с полупроводниковой накачкой. — Квантовая электроника, 31, No. 8 (2001). — С. GG1-677

2. Ананьев 10.А. Оптические резонаторы и проблема расходимости лазерного излучения. М.: Наука, 1979. - 328 с.

3. Yosliida K., Yoshida H., Kato Y. Characterization of high average power Nd:GGG slab-lasers. — IEEE J. of Quant. Electr., QE-24, No. 6 (1988). — P. 1188-1192

4. GJ Lii Q., Doug S., Weber H. A compact resonator design for high power slab laser. — Optics Communications, 99, No. 3-4 (1993). — P. 201 206

5. Методы расчёта оптических квантовых генераторов. — под ред. Б.II. Степанова, в 3-х т. — Минск: Наука и техника, 1968. — Т. 2. — 45G с.

6. Мак А.А., Соме Л.Н., Фромзель В.А., Яшин В.Е. Лазеры па неодимовом стекле. — Под род. А.А. Мака. М.: Наука, 1990. - 288 с.

7. Conrad H.D. Optical solid body light amplifier. -Germany Patent No. 1 514 349 (1970); US Patent No. 3 560872 (1970)

8. Basil S., Kane T.J., Byer R.L. A proposed 1 kW average power moving slab Nd:glass laser. ■•-- IEEE J. of Quant Electr., 22, No. 10 (1986). — P. 2052 2057

9. Мочалов И.В. Нелинейная оптика лазерного кристалла калнн-гадолипневого воль-фрамата, активированного неодимом KGd(WOj)2.'Nd3+. — Оптический журнал, 1995, No. 11. С. 4-15

10. Scgre J. Slab laser system with means to overcome the positive lens effect caused by the thermal gradient in the laser rod. — US Patent No. 3 798571 (1974)

11. Michael I.C.L., Graham B. High power laser. — European Patent No. 0 274 223 (1987); Изобретения стран Мира, 1989, Вып. 129, No. 3

12. Корчагин А.А., Сапрыкин Л.Г. Лазер. — Авторское евнд-во СССР No. 1568843 (1988)

13. Chenioeh J.P. Laser device. — US Patent No. 3466569 (1969)

14. Almasi J.C., Martin W.S. Face-pumped, face-coolecl laser device. — US Patent No. 3631362 (1971)

15. Swain Л.Е., Kidder R.E., Pettipiece K., Rainer F., Baird E.D., Loth B. Large-aperture glass disk laser system. — ,/. of Appi Phys., 40, No. 10 (1969). — P. 3973-3977

16. Almasi J.C., Martin W.S. Face-pumped laser device with laterally positioned pumping means. US Patent No. 3679996 (1972)

17. Бучепков В.А., Мак А.А., Матнннн Б.Г., Соме Л.Н., Степанов А.И. Исследование ОКГ с дисковым активным элементом в периодическом режиме работы. — Квантовая электроника, 2, No. 9 (1975). — С. 2037-2040

18. Tomiyasu К., Almasi J.C. Brewster angle oriented end surface pamped multiple disk laser device. — US Patent No. 3500231 (1970)

19. Вашоков М.П., Исаспко В.И., Серебряков В.А. Исследование направленности излучении оптического квантового генератора. — ЖЭТФ, 44, Вып. 5 (1963). — С. 14931496

20. Мнкаэлян А.Л., Дьяченко В.В. Явление сохранения волнового фронта в сильно деформированных твёрдых средах. — Письма в ЖЭТФ, 16, Выи. 1 (1972). — С. 25-29

21. Мнкаэлян А.Л., Дьяченко В.В. Оптические резонаторы волиоводпого типа. — В сб.: Квантовая электроника, под ред. Н.Г. Басова. — М.: Советское радио, 1972.- No. 5(11). С. 97-99

22. Martin W.S., Chernoeli J.P. Multiple internal reflection face-pumped laser. — US Patent No. 3G3312G (1972)

23. Бродов M.E., Гаврнлов Н.И., Ивашкин П.И., Коробкии В.В., Овчинников В.М., Пирогов 10.А., Прохоров A.M., Серов Р.В. Усилитель лазерного излучения. — Автор-скос свид-во СССР No. 711978 (1978); Бюллетень изобретений, 1981, No. 29

24. Jones W.B. Jr. Face-pumped laser with diffraction-limited output beam. — US Patent No. 4214216 (1980); Изобретения в СССР и за рубежом, 1981, Вып. 112, No. G

25. Kane T.J., Eckardt R.C., Dyer R.L. Reduced thermal focusing and birefringence; in zigzag slab geometry crystalline lasers. IEEE J. of Quant. Elcctr., QE-19, No. 9 (1983).1. P. 1351-1354

26. Eggleston J.M., Kane T.J., Kuhn E., Unternahrer J., Byer R.L. The slab geometry lasers -- Part I: Theory. — IEEE J. of Quant. Elcctr., QE-20, No. 3 (1984). — P. 289-301

27. Koechner \V. Solid state laser engineering. — 4th ed. Berlin, Heidelberg, New York: Springer-Verlag, 197G. — Springer Ser. in Opt. Sci. -.- V. 1. G20 p.

28. Данилов А.А., Никнруй Э.Я., Оснко В.В., Полушкип В.Г., Сорокин С.Н., Тимошеч-кнн М.И. Эффективный лазер с прямоугольным активным элементом. — Квантовая электроника, 18, No.3 (1991). С. 296-297

29. Eggleston J.M., Albreclit G.F. Slab laser development at MSNW: The Gemini and Centurion Systems. — in The NASA Conference "Tunable solid state laser for remote sensing",

30. R.L. Byer, E.K. Gnstafson and R. Trebino cds. — Springer Series in Optical Sci., 51. Berlin, Heidelberg, New-York, Tokyo: Springer-vcrlag, 1985. — P. 101-105

31. Kulin K.J. Method and apparatus for cooling a slab laser. — US Patent. No. 4 503763 (1986); Изобретения стран мира, 1986, Вып. 122, No. 21

32. Ананьев Ю.А., Давыдов С.Ф., Колпакова И.Б., Мак А.А., Яковлев С.А. Дуговые разряды в нарах щелочных металлов как перспективные источники накачки лазеров на ИАГ:Кс13+. Ж. прикл. спектр., 30, Вып. 4 (1979). - С. 628-632

33. Антипенко В.М., Мак А.А. Твердотельные лазеры: современные проблемы спектроскопии. — В сб.: Спектроскопия кристаллов, отв. ред. А.А. Канлинский. — Д.: Наука, 1985. С. 5-21

34. Градов В.М., Жильцов В.Н., Зверев В.М., Константинов Б.А., Кромский Г.Н., Мак

35. A.А., Щербаков А.А. Лазер. Авторское свид-во СССР No. 1083874 (1982)

36. Мак А.А., Фро.мзель В.А., Щербаков А.А., Волыикнп В.М., Гаврилов В.Е., Герасимов

37. B.А., Градов В.М., Жильцов В.II., Кромский Г.И., Мурзип А.Г., Сухарева Л.К. Влияние свойств „светового котла" па эффективность лазеров. — Оптико-механическая промышленность, 1983, No. 1. — С. 58.

38. Мак А.А., Фро.мзель В.А., Щербаков И.А. Состояние и перспективы повышения эффективности твердотельных лазеров. — Изв. АН СССР, Сер. Фнзич., 48, No. 8 (1984). С. 1466-1476

39. Бучепков В.А., Винокуров Г.Н., Мак А.А., Миронов Е.П., Мурзип А.Г., Степанов

40. A.II., Фро.мзель В.А., Ширяев В.А., Шумилин В.В. Исследование эффективности накопления энергии в трубчатых активных элементах из пеодимосодержащих сред. — Квантовая электроника, 12, No. 8 (1985). — С. 1702-1704

41. Бученков В.А., Винокуров Г.Н., Малнпип Б.Г., Фро.мзель В.А., Шумилин В.В. Исследование особенностей запасания и съёма энергии в лазерах с несколькими активными элементами. Изв. АН СССР, Сер. Физнч., 52, No. 2 (1988). - С. 281-285

42. Грацнаиов К.В., Малипин Б.Г., Панков В.Г., Петров А.А., Рубанов А.Д., Фромзель

43. B.А., Шумилин В.В. Энергетические возможности иеодимовых лазеров с высокоэффективными системами накачки. — Электронная техника, Сер. 11: Лазсрн. техн. и оптоэлектрон., 1990, Вып. 2(54). С. 18-19

44. Исаев М.П., Кушнир В.Р., Новиков С.Г. О выборе оптимального осветителя лазера па ГСГГ. — Эле?строг1ная техника, Сер. 11: Лазерн. техн. и оптоэлектрон., 1991, Вып. 1(57). С. 33-36

45. Kolineder С., Langhaus L. The new concept for solid-state; lasers: ES-laser. — Laser und Optoclekronic, 2G, No. 1 (1994). P. 179 211

46. Каминский А.А. Лазерные кристаллы. — M.: Наука, 1975. — 250 с.

47. Физика и спектроскопия лазерных кристаллов. — Отв. ред. д.ф.-м.и. А.А. Каминский. М.: Наука, 198G. - 272 с.

48. Технологические лазеры: справочник. — В 2 т. под ред. д.т.н. Г.А. Абнльсиитова. — М.: Машиностроение, 1991. — Т. 1. — 544 с.

49. Жариков Е.В., Оснко В.В., Прохоров A.M., Щербаков И.А. Кристаллы редкоземельных галлиевых гранатов с хромом как активные среды твердотельных лазеров. — Изв. АН СССР, Сер. Физич., 48, No. 7 (1984). С. 1330-1342

50. Nicolaie P., Takunori Т., Mitsuyoshi F. High-efficiency longitudinally-pumped miniature Nd:YV04 laser. — Optics & Laser TeclinoL, 30 (1998). — P. 275-280

51. Сычугов В.А., Михайлов B.A., Кондратюк B.A., Лындии Н.М., Фрам 10., Загуменный А.И., Заварцев Ю.Д., Студепикнн П.А. Коротковолновый (А = 914 им) микролазер на кристалле YVO^Nd3"1". — Квантовая электроника, 30, No. 1 (2000). — С.13-11

52. Власов В.П., Заварцев Ю.Д., Загуменный А.П., Студепикнн П.А., Щербаков II.А., Висс X., Люти В., Вебер Х.П. Микрочип-лазер на основе кристалла GdVO.i:Nd'i+. — Квантовая электроника, 27, No. 1 (1999). — С. 19-20

53. Най Дж. Физические свойства кристаллов и их описание при помощи тензоров и матриц. — М.: Изд-во иностранной литературы, 1960. — 385 с.

54. Gulev V.S., Pavlyuk A.A., Kozccva L.P., Ncstcrciiko V.F. Lasers on the basis of double molybdatcs and tungstatcs. — in Solid State Lasers, G. Dubc eds. — Proc. SPIE 1223 (1990). — P. 103-114

55. Гулсв B.C. Мощный твердотельный лазер. — Патент РФ No. 2100881 (1997); приоритет от 06.03.1995

56. Yoshida К., Yoshiaki К., Sadao N., Kioslii Т., Tomoyasn N., Hiroshi О. Solid laser oscillator. — Japanese Patent No. 6268292 (1997); приоритет от 10.03.1993

57. Клевцов II.В., Казеева Л.П. Синтез, рентгеновское н термографическое изучение калин-редкоземельных вольфраматов KLh(WO,i)2, L11 — Р.З.Э. — Докл. АН СССР, 185, Вып. 3 (1969). С. 571-574

58. Каминский А.А., Колодный Г.Я., Сергеева Н.Н. Оптический квантовый генератор непрерывного действия па основе кристаллов NaLa(MoOi)2:Nd,i+, работающий при 300 К. Ж. прикл. спектр., 9, Вып. 5 (1908). - С. 884-886

59. Каминский А.А., Клевцов П.В., Ли Л., Павлюк А.А. Спектроскопические и генерационные исследования нового лазерного кристалла KY(WO.i)2~Nd3+. — Изв. АН СССР, Сер. Неоргапич. материалы, 12, No. 2 (1972). С. 2153-2163

60. Каминский А.А., Саркнсов С.Э. Исследование стимулированного излучения ионов Nd3+ в кристаллах па переходе 4F;j/2 —11з/2- Часть IV. — Квантовая электроника, 3, No. 15 (1973). С. 106-108

61. Esmeria J.M., Jr., Ishii Н., Sato М., Ito Н. Efficient continuous-wave lasing operation of Nd:KGd(\VOj)2 at 1.067 /tm with diode and Ti:sapphire laser pumping. — Optics Letter's, 20, No. 14 (1995). — P. 1538-1540

62. Прохоров A.M. Новое поколение твердотельных лазеров. — Успехи физических наук, 148, Вып. 1 (1986). С. 7-33

63. Оснко В.В. Активные среды твердотельных лазеров. — Изв. АН СССР, Сер. Фпзич., 51, No. 8 (1987). С. 1285-1294

64. Петровский Г.Т., Бороздин С.Н., Демидсико В.А., Мальцев М.В., Миронов II.А., Мусатов М.И., Письменный В.А., Шатилов А.В. Оптические кристаллы и поликристаллы. — Оптический журнал, 1993, No. 11. — С. 77-93

65. Ананьева Г.В., Афанасьев ПЛ., Васильева В.И., Глазов A.II., Мамонтов И.Я., Мер-куляева Т.П. Структурные, морфологические и оптические характеристики кристаллов калий-гадолипневого вольфрамата. — Оптико-механическая промышленность, 1983, No. 8. С. 35-36

66. Жплёппс А.А., Малдутис Э.К., Гульбнпас И.А., Мочалов И.В., Сакалаускас С.В. Термоонтнчсскнс свойства кристаллов КГВ. — В сб.: Лазеры и Оптическая нелинейность, под ред. д.ф.м.-п. Э.К. Малдутпса. — Вильпуе: ИФАН ЛнтССР, 1987. — С. 340-342

67. Устимелко Н.С., Гулил А.В. Новые ВКР-лазсры на кристалле KGd(\V0.1)2'-Nds+ с самопреобразованием частоты излучения. — Квантовая электропика, 32, No. 3 (2002). С. 229-231

68. Каминский А.А., Саркисов С.Э., Павлюк А.А., Любчепко В.В. Анизотропии люминесцентных свойств лазерных кристаллов KGd(\V0,1)2 и KY(WOi)a с ионами Ndi+.- Изв. АН СССР, Сер. Неорганические материалы, 16, No. 4 (1980). С. 720-728

69. Каминский А.А., Аитипчепко Б.М. Многоуровиспвыс функциональные схемы кристаллических лазеров. — М.: Наука, 1989. — 270 с.

70. Васильев А.Е., Мочалов И.В. Изучение и оптимизация спектралыю-гспсрацноппых параметров кристаллов KG(1(W04)2, активированных неодимом. — Труди IV киро-воканской научно-технической конференции но синтетическим корундом. — Киро-вокаи, 1981. С. 34-37

71. Kushavvaha V., Banerjee A., Major L. High-efficiency flashlainp-pumped NcV.KGW laser.

72. J. of Appl. Phys. B, 56 (1993). — P. 239-242

73. Гулев B.C., Пивцов B.C., Фолин К.Г. Различия динамики свободной генерации рубинового и неодимовых лазеров. — Радиотехн. и электрон., 25, No. 3 (1980). — С. 573583

74. Гулев B.C., Павлюк А.А., Пивцов B.C., Фолии К.Г. Особенности динамики свободной генерации лазера на KGd(W0.i)2:Nd3+. — Ж. прикл. спектр., 32, Вып. 2 (1980). — С. 241-245

75. Комаров А.К., Комаров К.П., Кучьянов А.С. Самосинхронизация мод в YAG:Nd:j+-лазерс. — Квантовая электроника, 33, No. 2 (2003). — С. 163-164

76. Аюпов Б.М., Протасова В.И., Павлюк А.А., Харчепко Л.ГО. Оптические свойства некоторых двойных щёлочио-редкоземельпых вольфраматов со структурой о-КУ(\У01)2. Изв. АН СССР, Сер. Неорганические материалы, 22, No. 7 (1986). -С. 1156-1160

77. Беляев В.Д., Романова Г.И. Теплопроводность и тепловое расширение кристаллов КГВ. — Труды IV кировоканской научпо-тсхничести конференции по синтетическим корундам. — Кировокаи, 1981. — С. 28-33

78. Graf Т., Balnier J.E. basing properties of diodc-lascr-pmnped Nd:KGW. Optical Engineering, 34, No. 8 (1995). — P. 2349-2352

79. Kalisky Y., Kravchik L., Labbe C. Repetitive modulation and passively Q-svvi(ching of diode-pumped Nd-KGW laser. — Optica Communications, 189 (2001). — P. 113-125

80. Берспберг В.А., Болдырев С.А., Леонов Г.С., Нестереико В.Ф., Павлюк А.А., Терпугов B.C. Твердотельные микролазеры с пакачкоИ миниатюрными импульсными лампами. — Квантовая электроника, 12, No. 2 (1985). — С. 375-377

81. Grabtchikov A.S., Kuzinin A.N., Lisinetskii V.A., Ryabtsev G.I., Orlovich V.A., Demi-dovich A.A. Stimulated Raman scttering in Nd:KGW laser with diode pumping. — J. of Alloys and Compounds, 300-301 (2000). — P. 300-302

82. Tu C., Qiu i\l., Li J., Liao II. The study of 1.06 /ли laser eharachteristics of Nd:i+:KGd(W04)2 crystal. — Optical Materials, 16 (2001). — P. 431-436

83. Зверев Г.М., Колодный Г.Я. Индуцированное излучение и спектроскопические исследования монокристаллов двойного молибдата лантана-натрия с иримесыо неодима. ЖЭТФ, 52, Выи. 2 (1967). - С. 337-341

84. Гулсв B.C., Мнкерин С.Л., Павлюк A.A., Юркии A.M. Мощные твердотельные лазеры с равномерным поперечным распределением интенсивности и малой расходимостью излучения. — Автометрия, 1999, No. 4. — С. 104-113

85. Гулсв B.C., Мнкерин С.Л., Павлюк А.А., Юркни A.M. Твердотельный лазер с боль-шоп средней мощностью излучения и компенсацией оптических иеодпородпостей активной среды. — Квантовая электроника, 29, No. 1 (1999). — С. 19-20

86. Павлова II.А., Жукова Е.М., Прохорова Т.Н. Отражатели из керспла для оптических систем накачки лазеров. — Электронная техника, Сер. 11: Лазерп. техн. и оптоэлектрон., 1990, Вып. 3(55). С. 108-109

87. Чмель А.Е., Куксепко К.П., Савлова И.А., Хотпмчепко B.C. ИК-спектр отражения керсила. — Ж. прикл. спектр., 48, Вып. 1 (1998). — С. 581-143

88. Импульсные источники света. — Под общей ред. И.С. Маршака. — М.: Энергия, 1978.- 472 с.

89. Конюхов В.А., Кулевский Л.А., Прохоров A.M. Энергетические и спектральные характеристики импульсной ксепоповой лампы ИФП-15000. — Ж. прикл. спектр., 1, Вып. 1 (1901). С. 51-50

90. Климков Ю.М. Прикладная лазерная оптика. — М.: Машиностроение, 1985. — 128 с.

91. Мейтленд А., Данн М. Введение в физику лазеров. — М.: Наука, 1978. — 407 с.

92. Бори М., Вольф Э. Основы оптики. — М.: Наука, 1970. — 855 с.

93. Войтович А.П., Севериков В.Н. Лазеры с анизотропными резонаторами. — Минск: Наука и техника, 1988. — 271 с.

94. Фолин К.Г., Гайнер А.В. Динамика свободной генерации твердотельных лазеров. — Новосибирск: Наука, 1979. — 204 с.

95. Звелто О. Физика лазеров. М.: Мир, 1979. - 373 с.

96. Гулсв B.C., Ключников А.А., Мнкерин С.Л., Угожаев В.Д., Нестеренко В.Ф., Юркни A.M. Генерация лазера с трубчатым активным элементом из кристалла калий-гадолппневого вольфрамата с неодимом. — Квантовая электроника, 31, No. 10 (2001). С. 867-809

97. Мнкерпп С.Л., Пальчпкова II.Г., Угожаев В.Д. Визуализация и измерение оптических неодиородностей в лазерном активном элементе KGd(\V0.4)2 с помощью интерферометров на зонных пластинках. — Автометрия, 41, Ко. 1 (2005). — С. 71-87

98. Мезспов А.В., Соме Л.Н., Степанов А.И. Тсрмооитика твердотельных лазеров. — Л.: Машиностроение, 1986. — 237 с.

99. Микерии С.Л., Пальчпкова И.Г., Шевцова Т.В., Угожаев В.Д. Дифракционные интерферометры на основе зонных пластинок. Часть I. — В сб.: Компьютеры, оптика, иод ред. акад. Ю.И. Журавлёва. М.: МЦНТИ, 2004. - Вып. 26. - С. 27-36

100. Клаассеи К.Б. Основы измерений. Электронные методы и приборы в измерительной технике. — М.: Постмаркет, 2000. — 352 с.