количество этих разностных частот на единицу меньше количества генерируемых

мод Nген=INT(((ген/((рез), где ((ген — ширина полосы генерации.

Действительно, две моды с частотами (1=q1(((рез+((1 и (2=q2(((рез+((2 дадут

биения только на единственной разностной частоте ((21=((рез+((2-((1;

аналогично для трех мод получим две почти одинаковые разностные частоты

((31=((рез+((3-((2 и ((21=((рез+((2-((1 и еще одну частоту — вдвое большую

((31=2((рез+((3-((1, на второй резонансной частоте число пиков на два

меньше числа генерируемых мод /(ген.

[pic]

Рисунок 0.1 Определение количества генерируемых лазером мод по тонкой

структуре спектра фотобиений, возникающих в квадратичном

фотоприемнике; справа крупно показаны информативные участки

спектра фотобиений, наблюдаемых на экране радиочастотного

спектроанализатора, для случаев двух (N=2)…пяти (N=5) продольных

мод.

Отметим две особенности рассматриваемого приема анализа спектра

многочастотного лазера: во-первых, таким способом затруднительно (но, в

принципе, возможно) определение( интенсивностей отдельных мод, наглядно

видимых на экране сканирующего интерферометра (правда, с плохим разрешением

по частоте); во-вторых, из-за случайного совпадения величин сдвигов частоты

отдельных мод (((j=((i) могут возникнуть ошибки при определении Nген на

первой разностной частоте. Последнего можно избежать, измеряя максимальную

разностную частоту, еще присутствующую в спектре фотобиений: искомое число

Nген на единицу больше ((N1/((рез; однако величина ((N1, может оказаться за

пределами полосы пропускания фотоприемника (или электронного тракта),

поэтому данный прием можно использовать только для контроля результатов

измерения по количеству пиков на первой разностной частоте.

В заключение несколько слов об измерении основных параметров

когерентности лазерного излучения: степени пространственной и временной

когерентности излучения. Несмотря на то, что оба эти параметра являются

фундаментальными при описании лазерного излучения, ни один из них до

настоящего времени не стандартизован. Известные методы и средства измерений

когерентности не являются таковыми, поскольку отсутствуют измеряемая

величина, мера и узаконенная единица физической величины. Соответствующие

измерительные установки фактически позволяют только визуализировать картину

распределения поля и проводить ее качественный анализ. Поэтому вопросы,

смазанные с непосредственным измерением параметров когерентности в данном

учебном пособии не рассматривается.

3 ИЗМЕРЕНИЕ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ ГЛАВНЫХ КОМПОНЕНТОВ ЛАЗЕРА

Как известно, главными компонентами подавляющего большинства лазеров

являются активная среда и оптический резонатор; причем активная среда,

преобразующая энергию накачки в когерентное излучение, определяет

энергетические характеристики лазера (и длину волны излучения), а

оптический резонатор — частотные (тонкую структуру спектра излучения) и

пространственные (распределение энергии в дальней зоне и его интегральный

параметр — расходимость). В силу этого особое значение приобретает

измерение усиления активной среды и потерь резонатора — основных параметров

этих двух принципиально неотъемлемых компонентов лазера.

1 Компенсационный метод измерения потерь или усиления лазерных

компонентов

Данный метод (иногда его называют методом калиброванных потерь

является наиболее эффективным для решения рассматриваемой задачи. Сущность

его достаточна проста и заключается в использовании калибрированного

устройства с регулируемыми потерями аттенюатора (ослабителя),

устанавливаемого внутри измерительного лазера. До начала измерения система

выводится на порот генерации, что наиболее просто регистрируется визуально,

а наиболее точно — с помощью фотоэлектрических измерителей мощности

(см.1.1). 'Этому (исходному) состоянию соответствуют дополнительные потери

а1 вносимые измерительным аттенюатором. Затем изменяются и параметры

измеряемого компонента: в активной среде включается (или выключается)

накачка, в оптическую схему вводятся (или выводится) пассивные элементы

(дополнительные зеркала, селекторы мод, модуляторы в т.п.), вносится

контролируемая разъюстировка резонатора и т.п.; это приводит к изменению

режима генерации в измерительном лазере. Для повторного приведения лазера в

режим близпороговой генерации изменяют вносимые аттенюатором потери до

необходимого значения u2. Тогда разница (a2-a1) с учетом знака даст

измеряемую величину потерь (или усиления за цикл, последний обычно

составляет два прохода излучения через элемент (активную среду, модулятор,

селектор мод и т.п.) и лишь при измерении дифракционных потерь (в том

числе, потерь из-за разъюстировки) и потерь на поглощение и светорассеяние

в концевых отражателях линейных резонаторов не требуется делить (a2-a1) на

2.

В качестве измерительного аттенюатора при реализации компенсационного

метода измерения параметров лазерных компонентов наиболее часто используют

пластинку (рис.3.1а), устанавливаемую внутри резонатора под углом ( к

оптической оси. Как известно, минимальные потери такая пластинка вносит,

если ((((=arctg n (n( — показатель преломления материала пластинки для

длины волны генерации лазера (ген). Если ((((, то коэффициент френелевского

отражения на каждой поверхности (u=tg2(((()/tg2((+(), где ( — угол

преломления; соответственно коэффициент пропускания уменьшится на величину

(к=(1-()2 при использовании кольцевого резонатора и на (л=(1-()4 — в

линейном лазере за счет двойного прохода за цикл. Коммерческие аттенюаторы

данного типа имеют угломерную шкалу, позволяющую отсчитывать угол поворота

пластинки ( с точностью, обеспечивающей расчет (1-()4 до 0.001 (т.е. ~

0.1%). Следует, однако, иметь в виду что такая точность достигается лишь

при абсолютном знании угла (, для чего пластинка с угломерным устройством

должна быть предварительно отъюстирована по отношению к оптической оси

измерительного лазера. Этой операции можно избежать, установив

предварительно пластинку под углом Брюстера (по минимуму отражения) и сняв

соответствующий отсчет (Б; тогда текущим потерям при угле поворота (=(Б

будет соответствовать угол падения (=(Б+((-(Б), где (Б рассчитывается

аналитически по известному показателю преломления материала пластинки n(

[pic]

Рисунок 0.1 Измерительные аттенюаторы френелевского типа: а — одиночная

пластинка, наклонно установленная в резонаторе; б — графики

френелевского отражения ((() для двух основных поляризаций; в —

схема спаренного (из двух пластинок) аттенюатора

[pic]

Для упрощения процесса измерения некоторые зарубежные фирмы

изготавливают измерительные аттенюаторы брюстеровского типа (рис.3.1в) а в

виде спаренных пластинок 1 и 5, разворачивающихся в разные стороны при

повороте колес 2 и 4 от одного червяка с лимбом 3; эта двухкаскадная схема

позволяет исключить смещение оптической оси (и, соответственно,

разъюстировку резонатора измерительного лазера), возникающее при повороте

одиночной пластинки. Естественно, такой спаренный аттенюатор в линейном

резонаторе имеет коэффициент пропускания (л=(1-()8; в кольцевом резонаторе

или при работе на проход (=(1-()4.

2 3.2. Измерение усилия активной среды

В лазерной технике активная среда обычно конструктивно оформлена в

виде активного элемента: кристаллического или стеклянного стержня в

твердотельных лазерах, газоразрядной кюветы в подавляющем большинстве

газовых лазеров, пластины полупроводника. В полупроводниковых лазерах и

т.д. При этом активный элемент функционирует в лазере только под действием

накачки — специального устройства, обеспечивающего такое специфическое

воздействие на рабочие частицы активного элемента, которое приводит к

созданию в нем удельной (т.е. в 1 см3) инверсной населенности (n=nв-

nн(gв/gн) между верхним рабочим (лазерным) уровнем (ВРУ) и нижним (НРУ).

Инверсной населенности (n соответствует удельный коэффициент усиления

активной среды k=(n(Bh(/v, где B=Ввн — коэффициент Эйнштейна для

стимулированного перехода с ВРУ на НРУ, а v=c/n — скорость света в активной

среде.

Следует напомнить, что для расчета основных энергетических

характеристик лазерных устройств удобнее пользоваться удельной мощностью

Pуд и параметром насыщения ( соответственно для лазера и квантового

(лазерного) усилителя, причем все три расчетных параметра активной среды

связаны соотношением вида Pуд=vki(. Однако в связи с невозможностью

непосредственного измерения Pуд (как мощности когерентного излучения,

снимаемой с единицы объема активной среды, помещенной в идеальный, т.е. без

диссипативных потерь резонатор с оптимизированным коэффициентом связи) и

техническими трудностями, возникающими при попытках непосредственного

измерения эффекта насыщения (усиления) в большинстве серийных активных

сред, в технике лазерных измерений обычно довольствуются измерением

ненасыщенного коэффициента усиления k0=(n0(Bhv/c, где индекс 0

подчеркивает, что удельный коэффициент усиления измерен при отсутствии

насыщения, т.е. при бесконечно малой плотности энергии стимулированных

переходов.

1 Измерение ненасыщенного усиления методом калиброванных потерь.

Непосредственное использование компенсационного метода (см.3.2) для

измерения ненасыщенного удельного коэффициента активной среды обладает

рядом особенностей, снижающих точность и ограничивающих область применения

получаемых результатов. Действительно, в простейшем варианте (рис.3.2)

процедура измерения выглядит довольно просто: на первом этапе пластинки

компенсатора выставляются под углом Брюстера, что уменьшает величину

вносимых ими потерь до a0, включается накачка измеряемой активной среды и

осуществляется подъюстировка резонатора измерительного лазера для

минимизации дифракционных потерь aд; на втором этапе (собственно измерении)

потери аттенюатора увеличиваются на величину (1-()4, соответствующих порогу

генерации измерительного лазера. Очевидно, что при этом полный коэффициент

усиления активной среды за цикл компенсирует все потери резонатора за цикл

Рисунок 0.2 Простейшая схема измерения ненасыщенного усиления активной

среды методом калиброванных потерь (одиночного) аттенюатора

френелевского типа

((Рез=(1+(2+(до+(1+(2+aос+a2, где (1,2 и (1,2 — соответственно

диссипативные потери концевых отражателей и их коэффициенты пропускания,

(до — дифракционные потери резонатора; aос — диссипативные потери активного

элемента; a2=a0+(1-()4 — потери аттенюатора. Очевидно, что абсолютная

погрешность измерения потерь (компенсирующих усиление) в таком простейшем

варианте составляет ((=(1+(2+(1+(2+aдо+a0 и обычно превышает 0.001 (или

1%). Наиболее просто она может быть уменьшена при учете величин (1, (2 (и

a0), которые легко замеряются с помощью (спектро) фотометра. Следует,

однако, иметь в виду, что по крайней мере часть моделей этих измерительных

приборов, имеющих цену деления измерительной шкалы 0.001 (или 0.1%),

гарантируют лишь воспроизводимость измерений (на данном приборе или, реже,

на приборе данной модели) с такой погрешностью (0.001), но не абсолютную

точность, составляющую) обычно 0.002…0.01 (0.2…1%).

Таким образом, непосредственное измерение усиления активной среды

компенсационным методом дает абсолютную точность ~0.01 (1%), что гораздо

ниже точности вносимых аттенюатором потерь (~ 0.001 или 0.1%). Естественно,

относительная погрешность измерения будет существенно зависеть от величины

полного усиления K0=exp(2l0k0). Если К мало (0.1 или 10%), что типично для

гелий-неоновых, кадмиевых и, в меньшей степени, аргоновых и CO2

газоразрядных кювет, то целесообразно усложнить измерительный лазер,

дополнив его вспомогательной активной средой 1 того же типа, но

функционирующей (возбуждаемой) на обоих этапах измерены (рис.3.3). Такой

Страницы: 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11