способ формирования распределения инверсии в активном элементе лазера

Формула изобретения

1. Способ формирования распределения инверсии в активном элементе лазера длиной 1 по направлению z, 0<1<z, с характерным размером входной апертуры а₀ по поперечной координате r, включающий селективную накачку активного элемента излучением в узкой спектральной области _р около длины волны , _р<<, в полосу поглощения среды в ИК, видимом или УФ диапазонах спектра, причем пучок накачки с характерным поперечным размером r ₀ и с радиусом кривизны волнового фронта проходит через апертуру системы концентрации энергии накачки и распространяется затем в активном элементе вдоль направления z, поглощаясь в активной среде и формируя распределение инверсии n(r,z), отличающийся тем, что пучок накачки проходит через диафрагму с поперечным размером а, а<r₀<а₀, активный элемент размещают в зоне дифракции Френеля пучка на диафрагме так, что расстоянию z от диафрагмы до входной апертуры активного элемента соответствует целое число Френеля N=a ²/Z1, где Z=z/(z+), а длину активного элемента выбирают из соотношения 1a ²/N(N+l).

2. Способ формирования распределения инверсии в активном элементе лазера по п.1, отличающийся тем, что плотность мощности пучка накачки I<I_нас, где I_нас - плотность мощности насыщения полосы поглощения активной среды.

Описание изобретения к патенту

Изобретение относится к квантовой электронике и может быть использовано при работе с твердотельными, жидкостными и газовыми лазерами, применяемыми в лазерной технологии, системах передачи информации, медицине, в научных исследованиях.

Известны традиционные способы формирования распределения инверсии в активных элементах твердотельных, жидкостных и газовых лазеров при их селективной накачке пучками излучения в ИК, видимом или УФ диапазонах спектра /1-12/. Источниками селективной накачки могут являться полупроводниковые лазерные диоды, лазеры на неодимовом стекле и кристаллах граната с неодимом, лазеры других типов /1-12/. Излучение накачки в узкой спектральной области _р около длины волны , _р<< , направляется в активную среду с шириной полосы поглощения _а и с коэффициентом поглощения к ( ). Обычно, _р< _а, а длина среды 1 вдоль направления накачки z, 0<l<z, выбирается такой, что ее оптическая толщина, k( )1 3. При плотности мощности накачки I(r) меньшей плотности мощности насыщения полосы поглощения, I_нас, это условие обеспечивает практически полное поглощение накачки в среде /3/. При I(r)>I _нас излучение накачки просветляет активную среду и частично выходит из нее, не поглощаясь /3/. Используются разнообразные схемы селективной накачки, различающиеся ориентацией направлений распространения накачки в среде по отношению к направлению рабочего лазерного пучка. Известными схемами являются “поперечная” - направление накачки перпендикулярно рабочему лазерному пучку и “продольная” - накачка вдоль лазерного пучка /1-12/. Практически в каждой из традиционных схем используется та или иная система концентрации излучения накачки на активный элемент, в состав которой могут входить отражатели, светопроводы, фокусирующая излучение оптика /1-12/. На фиг.1а представлена схема “продольной” накачки с фокусировкой излучения в активном элементе /7-12/. Цифрами на фиг.1а обозначены: 1 - пучок накачки; 3 - объектив, фокусирующий излучение накачки; 4 - активный элемент. Пучок накачки с характерным размером r ₀ по поперечной координате r, проходя через апертуру системы концентрации (объектив), попадает на входную апертуру активного элемента с размером а₀, r₀ a₀, и распространяется затем в активной среде вдоль направления z, фиг.1а. Возникающие при накачке распределения инверсии в активной среде, n(r,z), зависят от распределения интенсивности накачки в поперечном сечении пучка, от применяемой системы концентрации, от величины коэффициента поглощения k( ). На фиг.1а исходный пучок накачки близок к параллельному, т.е. радиус кривизны его волнового фронта . Для накачки могут использоваться, конечно, и пучки, имеющие определенную угловую расходимость, для которых принимает конкретные (положительные) значения. Для сходящихся пучков - отрицательны.

Многие схемы накачки ориентированы на получение близкого к однородному распределения инверсии по объему активной среды. Такие распределения часто используются и в генераторах, и в усилителях лазерного излучения. В работе /4/ применена поперечная накачка кристалла LiF:F^-₂ с апертурой 80 см² и толщиной 1=4 см излучением лазера на неодимовом стекле с энергией 700 Дж. В работе /5/ осуществлена продольная накачка усилителя на пластине из кристалла Yb:S-FAP с апертурой 6× 6 мм и l=44 мм излучением лазера на кристалле Cr:LiSAF, а в работе /6/ для накачки 8 пластин из этого кристалла с размерами 4× 6× 0,75 см использовалось несколько батарей полупроводниковых диодов с общей мощностью 80 кВт. Для концентрации излучения накачки на активные элементы в /4-6/ использовались зеркала, линзы, светопроводы. В работах /7, 8/ применялась продольная накачка активных элементов (кристалла LiF:F⁺₂ /7/ и иттербий-эрбиевого стекла /8/) излучением неодимового лазера. Для концентрации излучения накачки на активные элементы пучок накачки сжимался с помощью телескопической системы /8/ или использовалось расположение активной среды в каустике длиннофокусной линзы /7/. В работах /4-8/ в активных элементах формировалось близкое к однородному распределение накачки и инверсии.

Одной из широко применяемых схем селективной накачки является также фокусировка с помощью объектива пучка излучения внутрь объема лазерной среды в резонаторе, причем в фокальной области объектива стараются сформировать распределение инверсии, соответствующее основному типу колебаний резонатора. В этом случае создаются условия, благоприятные для получения в резонаторе одномодовой генерации на этом типе колебаний. Такие схемы накачки описаны в работах /9-12/.

В известных схемах селективной накачки достаточно сложно сформировать в поперечном сечении активной среды распределения инверсии с несколькими максимумами и минимумами, которые соответствовали бы условиям селективного возбуждения в генераторе не основного, а одного из высших типов колебаний или условиям усиления в активной среде лазерных пучков с профилированным распределением интенсивности. В то же время формирование в активной среде таких распределений инверсии для получения одномодовой генерации на высших типах колебаний и для усиления профилированных лазерных пучков представляет значительный интерес для многих областей применения лазеров. Интерес представляет также разработка новых методов концентрации излучения накачки на активные элементы лазеров.

Наиболее близким к изобретению является способ формирования распределения инверсии в активном элементе на кристалле Yb:YAG, описанный в работе /10/. Коллимированный пучок накачки с диаметром около 10 мм от лазера на кристалле сапфира с титаном, работавшего в узком спектральном диапазоне, _р 1 нм, около длины волны 0,94 мкм, проходил через апертуру линзы с фокусным расстоянием 150 мм и фокусировался на пластину из Yb:YAG в резонаторе. Ширина полосы поглощения кристалла Yb:YAG с центром вблизи длины волны 0,94 мкм, _a>10 нм. В пластине толщиной 1=2 мм обеспечивалось практически полное поглощение накачки. Область фокусировки излучения накачки в пластине хорошо перекрывалась с объемом активной среды, занимаемым модой ТЕМ₀₀, что и обеспечивало условия одномодовой генерации иттербиевого лазера на длине волны 1,03 мкм. При фокусировке пучка накачки в объеме активной среды формируется, как правило, колоколообразное распределение интенсивности, характерное для дальней (фраунгоферофой) зоны распространения пучка накачки. В этих условиях преимущественное развитие в резонаторе получает основной тип колебаний с максимумом интенсивности на оси, что и демонстрируют результаты работы /10/ и других публикаций /9, 11, 12/.

Техническая задача изобретения - создание способа формирования распределения инверсии в активном элементе лазера, который обеспечивал бы концентрацию излучения накачки на активный элемент и получение в активной среде наряду с традиционным колоколообразным распределением интенсивности в поперечном сечении пучка накачки профили более сложного вида, включая профили с несколькими максимумами и минимумами, которые соответствовали бы условиям возбуждения в резонаторе лазера не основного, а высших типов колебаний, а для усилителя - условиям транспортировки профилированных лазерных пучков.

Поставленная задача решается следующим образом. Предлагается способ формирования инверсии в активном элементе лазера на основе твердотельной, жидкой или газообразной среды длиной 1 по направлению z, 0<l<z, с характерным размером входной апертуры а₀ по поперечной координате r, включающий селективную накачку активного элемента излучением в узкой спектральной области _р около длины волны , _р<< , в полосу поглощения среды в ИК, видимом или УФ диапазонах спектра, причем пучок накачки с характерным поперечным размером r ₀ и радиусом кривизны волнового фронта проходит через апертуру системы концентрации энергии накачки и распространяется затем в активном элементе вдоль направления z, поглощаясь в активной среде и формируя распределение инверсии n(r,z). В качестве системы концентрации излучения предлагается диафрагма с поперечным размером а, а r₀ а₀, активный элемент размещают в зоне дифракции Френеля пучка на диафрагме, так, что расстоянию z от диафрагмы до входной апертуры активного элемента соответствует целое число Френеля N=a²/ Z 1, Z=z /(z+ ), а длину активного элемента выбирают в соответствии с соотношением 1 a²/ N(N+l). Схема формирования распределения инверсии в активном элементе лазера с использованием дифракции Френеля пучка накачки на круглой диафрагме (2) представлена на фиг.1б.

В заявляемом способе предлагается использовать для формирования профилей инверсии в активной среде распределения интенсивности излучения, которые возникают в ближней (френелевой) зоне дифракции лазерного пучка (пучка накачки) на апертурной диафрагме. Как известно, см. например /13/, при дифракции пучка излучения с длиной волны на круглой диафрагме с радиусом а<r₀, где r ₀ - радиус пучка, по трассе распространения пучка по оси z возникают распределения интенсивности с чередующимися вдоль z максимумами и минимумами. Положения этих экстремальных точек на оси z, а также число максимумов (минимумов) в поперечном сечении пучка для данной координаты z определяются целочисленными значениями параметра N=a²/ Z (числа Френеля). Для коллимированного пучка накачки Z=z. На фиг.2-4 представлены расчетные кривые распределения интенсивности по координатам r и z для коллимированного пучка накачки на длине волны 0,53 мкм, дифрагировавшего на круглой диафрагме 1 мм. Исходное распределение интенсивности в поперечном сечении пучка на диафрагме считалось равномерным с начальным уровнем I₀=1. Фиг.2 иллюстрирует характерное для дифракции Френеля на круглой диафрагме расположение максимумов и минимумов интенсивности вдоль оси z. Наибольшую ширину вдоль z имеет максимум, соответствующий N=1. По мере роста N ширина максимумов (минимумов) и расстояние между ними по оси z уменьшаются. Выбирая длину активного элемента 1 в соответствии с изменением числа Френеля, 1 a²/ N(N+l), можно располагать активный элемент в пределах ширины конкретного максимума (минимума) интенсивности и формировать в пределах апертуры активного элемента с характерным поперечником а₀ r₀ соответствующее данному N распределение интенсивности накачки. При дифракции Френеля сходящихся (или расходящихся) пучков зона дифракции сокращается (удлиняется), что можно использовать для решения конкретных задач по формированию распределений инверсии в активных элементах.

Существенным обстоятельством для накачки активной среды является тот факт, что на оси распространения дифрагировавшего пучка, а также вблизи от оси в зоне Френеля возможно получить увеличение исходной интенсивности (плотности мощности) излучения I₀ до 4 раз (для круглой диафрагмы, при равномерном распределении интенсивности I₀ на ее входе). При N=1, фиг.3, распределение накачки имеет максимум на оси, I=4 I₀. При N=2, фиг.4а, получается распределение с минимумом на оси и двумя максимумами с интенсивностью 2 I₀. При N=3, фиг.4б, - распределение с тремя максимумами: центральным с интенсивностью 4 I₀ и двумя боковыми 1,5 I₀ и т.д.

Профили инверсии, формируемые в активном элементе при разных значениях N, зависят также и от плотности мощности накачки. Для получения в активной среде распределений инверсии подобных распределениям интенсивности накачки во френелевой зоне дифракции пучка накачки существенным является ограничение на плотность мощности падающего на среду излучения. Плотность мощности накачки I не должна превышать уровень плотности мощности насыщения I_нас полосы поглощения активной среды. В этих условиях, как показывает расчет, профили инверсии практически повторяют распределения интенсивности накачки. На распределениях, представленных на фиг.3, 4, указаны (по осям ординат) значения усредненной по z плотности инверсии, n(r), которые могут быть достигнуты в кристалле YAG:Nd³⁺ при накачке его излучением на длине волны 0,53 мкм во френелевой зоне дифракции пучка накачки на диафрагме 1 мм. Для кристалла с начальной концентрацией активатора 5× 10¹⁹ см^-3 при интенсивностях накачки <50 кВт/см² при N=1 может быть достигнута на оси пучка плотность инверсии n(0) 10¹⁸ см^-3. При I>I_нас распределения инверсии будут деформироваться (сглаживаться) вследствие эффекта просветления активной среды. Однако и при I>I_нас возникающие в среде распределения инверсии могут представлять интерес для формирования профилей лазерных пучков в генераторах и усилителях.

Другим существенным требованием к параметрам накачки является ограничение на ширину спектра излучения, _р. Спектр излучения накачки должен “укладываться” в пределах ширины полосы поглощения активной среды _a, обычно _{р а}. Кроме того, чтобы исключить деформирование профиля распределения накачки (и профиля инверсии), связанное с наложением различных дифракционных распределений интенсивности, получающихся при изменении длины волны излучения накачки, необходимо, как нетрудно показать, выполнение условия _p<< . Для большинства рассматриваемых нами случаев селективной накачки активных сред это неравенство хорошо выполняется.

Помимо дифракционных распределений интенсивности с круговой симметрией (фиг.2-4) хорошо известны распределения интенсивности в зоне Френеля при дифракции пучков на прямоугольных, эллиптических и раде других диафрагм /13/. Эти распределения также могут быть использованы для формирования профилей инверсии в активных средах.

Достоинством предлагаемого способа формирования инверсии является его простота. Несмотря на некоторые потери энергии, связанные с диафрагмированием, для увеличения плотности энергии накачки кроме самой диафрагмы не требуется никакой другой оптики. Существенным моментом в предлагаемом способе является также возможность его применения для концентрации энергии накачки в коротковолновом диапазоне длин волн, где не может использоваться обычная оптика. Привлекательным представляется использование предлагаемого способа формирования инверсии для микролазеров. Для пучков малого размера протяженность зоны дифракции Френеля невелика (например, при =1 мкм, N=1, а=0,1 мм, z=1 см) и источник накачки вместе с активной средой могут быть размещены в пределах небольшой по размерам схемы.

Предлагаемый способ формирования инверсии в активном элементе лазера был подтвержден экспериментально. Эксперимент проводился по схеме фиг.1б. Пучок излучения на длине волны 0,53 мкм от лазера на кристалле YAG:Nd³⁺ с преобразованием во вторую гармонику направлялся на активный элемент из керамики YAG:Nd³⁺ 8× 40 мм, установленный в резонаторе из двух зеркал с коэффициентами отражения по 15% на длине волны 1,06 мкм. Лазер накачки работал в режиме однократных импульсов с длительностью 3,5 нс и энергией до 200 мДж. При накачке таким коротким импульсом излучения инверсия в активной среде формируется также за короткое время и в резонаторе развивается “гигантский” импульс генерации. Пучок накачки 6 мм мог ограничиваться ирисовой диафрагмой, которая располагалась на расстоянии 50 см от активного элемента. Было установлено, что при уменьшении диаметра ирисовой диафрагмы (т.е. при уменьшении энергии накачки) наблюдается рост энергии генерации лазера на керамике, сокращение длительности импульса генерации и уменьшение времени задержки этого импульса относительно импульса накачки. Так, например, при использовании для ограничения пучка накачки диафрагмы 2 мм энергия генерации не превышала 3 мкДж, длительность импульса составляла 200 нс, а его задержка - 350 нс. В то же время для диафрагмы 1 мм энергия генерации керамического лазера достигала 130 мкДж, длительность импульса и его задержка составляли 20 нс. Таким образом, при уменьшении энергии накачки наблюдалось резкое увеличение энергии и мощности генерации керамического лазера. Этот парадоксальный, на первый взгляд, факт находит свое объяснение при учете особенностей распределения интенсивности в поперечном сечении пучка накачки при его дифракции на апертурной диафрагме. Действительно, для диафрагмы 1 мм при =0,53 мкм на расстоянии z=47 см от нее находится максимум распределения интенсивности (N=1) с пиковым значением на оси z в 4 раза превышающим интенсивность лазера накачки на ирисовой диафрагме. Активный элемент находится в наиболее благоприятной для формирования высокого уровня инверсии области френелевой зоны дифракции пучка накачки - в зоне протяженного максимума при N=1. Это приводит к росту энергии и мощности излучаемого керамическим лазером “гигантского” импульса и сокращению времени задержки генерации. В то же время для диафрагмы 2 мм активный элемент оказывается в зоне минимума накачки (N 4), уровень инверсии в среде невысокий и энергия и мощность “гигантского” импульса невелики, а время задержки генерации - большое. Проведенный эксперимент подтверждает возможность концентрации излучения накачки в активном элементе лазера при расположении его во френелевой зоне дифракции пучка накачки на ограничивающей пучок апертурной диафрагме. Прямые измерения распределения интенсивности накачки в зоне дифракции Френеля при N=1 с помощью матричного фотоприемника показали его соответствие расчетным значениям, фиг.3.

Уровень концентрации энергии накачки и характер распределения инверсии в среде зависят от выбранного месторасположения активного элемента (числа Френеля). Сопоставление распределений инверсии, представленных на фиг.3 и 4, со структурой поля излучения круговых типов колебаний лазера с плоскими зеркалами /14/ показывает, что эти распределения можно использовать для селекции поперечных мод резонатора лазера. Распределение инверсии при N=1 возможно использовать для селекции основного типа колебаний ТЕМ₀₀, при N=2 -для селекции моды ТЕМ^*₀₁, при N=3 - моды ТЕМ₁₀ и т.д. При использовании для ограничения пучка накачки диафрагм некруглой формы (прямоугольных, эллиптических и др.) возможно будет сформировать профили инверсии для поддержания преимущественного развития в резонаторе лазера поперечных мод других видов.

Литература

1. Н.Алексеев и др. “Лазерные фосфатные стекла” М., “Наука” (1980).

2. А.Мак и др. “Лазеры на неодимовом стекле” М., “Наука” (1990).

3. W.Krupke et al. "Ground-state depleted solid-state lasers:principles, characteristics and scaling" Optical and Quantum Electronics 22, S1-S22 (1990).

4. Т.Басиев и др. “Лазер на центрах окраски в кристалле LiF с выходной энергией 100 Дж” Квантовая электроника 12,6.1125 (1985).

5. C.Marshall et al. "Diode-pumped solid-state laser driver experiments for inertial fusion energy applications" Proc. SPIE 2633 pp.282-289 (1997)

6. А.Bayramian et al. "Initial experiments on Mercury, a 100J/10ns/10Hz diode pumped solid-state laser" Technical papers of the ASSL Conference, Quebec City, Quebec, Canada Febr.4-8, 2002; report MDl-l.

7. Т.Басиев и др. “Импульсно-периодический, перестраиваемый лазер на кристалле LiF с F⁺₂ - центрами, возбуждаемый излучением второй гармоники лазера на гранате с Nd³⁺” ДАН СССР, 246, 72 (1979).

8. Г.Максимова и др. “Генерационные исследования нового иттербий-эрбиевого лазерного стекла, накачиваемого неодимовыми лазерами”. Квантовая электроника 18, 12, 1437-1438 (1991).

9. P.Moulton "An investigation of the Co:MgF₂ laser system" IEEE J of QE, QE-21, 10, pp.l582-1595 (1985).

10. A.Giesen et. al. "Scalable concept for diode-pumped high-power solid-state lasers" Appl. Phys.B, 58, 365 (1994).

11. R.Koch et al. "Efficient room temperature cw Yb:glass laser pumped by a 946 nm Nd:YAG laser" Opt. Comm. 134, 175 (1997).

12. A.Mak et al. "Solid-state lasers with longitudinal laser-diode pumping: efficiency, scaling, dynamics, and noise" Laser Physics 6, 3, 431 (1996).

13. М.Борн, Э.Вольф “Основы оптики”. - М. Наука, 1970.

14. Дж. Бирнбаум “Оптические квантовые генераторы”. - М. Сов. Радио, 1967.