СПОСОБ ФОРМИРОВАНИЯ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИНВЕРСИИ В АКТИВНОМ ЭЛЕМЕНТЕ ЛАЗЕРА Российский патент 2004 года по МПК H01S3/00 H01S3/09 H01S3/91 H01S3/94 H01S3/941 H01S3/943 H01S3/947 

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 Δ λ _р около длины волны λ , Δ λ _р<<λ , направляется в активную среду с шириной полосы поглощения Δ λ _а и с коэффициентом поглощения к (λ ). Обычно, Δ λ _р<Δ λ _а, а длина среды 1 вдоль направления накачки z, 0<l<z, выбирается такой, что ее оптическая толщина, k(λ )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 r₀ 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(λ ). На фиг.1а исходный пучок накачки близок к параллельному, т.е. радиус кривизны его волнового фронта ρ ≈ ∞ . Для накачки могут использоваться, конечно, и пучки, имеющие определенную угловую расходимость, для которых ρ принимает конкретные (положительные) значения. Для сходящихся пучков ρ - 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, Δ λ _р≈_{1 нм, около длины волны λ ≈ 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, Δ λ 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 Δ λ _р около длины волны λ , Δ λ _р<<λ , в полосу поглощения среды в ИК, видимом или УФ диапазонах спектра, причем пучок накачки с характерным поперечным размером r₀ и радиусом кривизны волнового фронта ρ 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/λ Z≥ 1, Z=zρ /(z+ρ ), а длину активного элемента выбирают в соответствии с соотношением 1≤ a²/λ 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 λ на круглой диафрагме с радиусом а<r₀, где r₀ - 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/λ 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/λ N(N+l), можно располагать активный элемент в пределах ширины конкретного максимума (минимума) интенсивности и формировать в пределах апертуры активного элемента с характерным поперечником а_0≥ 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, Δ λ _р. Спектр излучения накачки должен “укладываться” в пределах ширины полосы поглощения активной среды Δ λ _a, обычно Δ λ _р≤_{Δλ 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 Δ λ p<<λ . 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 λ =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 λ =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.

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. Формируют распределение инверсии в активном элементе лазера длиной 1 по направлению z, 0<1<z, с характерным размером входной апертуры а₀ по поперечной координате r, осуществляя селективную накачку активного элемента излучением в узкой спектральной области Δλ_р около длины волны λ, Δλ_р<<λ, в полосу поглощения среды в ИК, видимом или УФ диапазонах спектра. Пучок накачки с характерным поперечным размером r₀ и с радиусом кривизны волнового фронта ρ 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 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/λZ≥1, где Z=zρ/(z+ρ), а длину активного элемента выбирают из соотношения 1≤a²/λN(N+l). Обеспечено увеличение плотности мощности накачки в активной среде в несколько раз. 1 з.п. ф-лы, 5 ил.

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 Δλ_р около длины волны λ, Δλ_р<<λ, в полосу поглощения среды в ИК, видимом или УФ диапазонах спектра, причем пучок накачки с характерным поперечным размером r₀ и с радиусом кривизны волнового фронта ρ 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=a²/λZ≥1, где Z=zρ/(z+ρ), а длину активного элемента выбирают из соотношения 1≤a²/λN(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.