- •Содержание
- •VI. Лазерные стандарты длины и частоты
- •Yi. Автомодуляция излучения в резонаторе лазера на твердом теле
- •Yii. Лазеры ультракоротких импульсов
- •Yiii. Свойства ультракоротких импульсов
- •IX. Измерение параметров ультракоротких лазерных импульсов
- •X. Полупроводниковые лазеры
- •Краткая история создания лазеров Цезиевый атомно-лучевой квантовый стандарт частоты
- •Принцип работы лазера
- •Лазер, как автоколебательная система
- •I. Взаимодействие света с веществом
- •1.1. Спектр излучения
- •1.2. Тепловое излучение
- •1.3. Коэффициент поглощения
- •1.5. Люминесценция
- •1.7. Сверхизлучение
- •1.8. Энергетические характеристики электромагнитного поля
- •Объемная плотность энергии в пучке
- •1.9. Оценки частоты Раби и мощности излучения, необходимой для проявления когерентрных эффектов взаимодействия поля с веществом
- •2.1. Газоразрядные лампы для оптической накачки лазеров
- •2.2. Многослойные диэлектрические зеркала
- •2.3. Лазеры на активированных кристаллах
- •2.4. Система оптической накачки лазеров на твердой активной среде
- •2.5. Неодимовый лазер
- •III. Лазерные резонаторы
- •3.1. Лазерные пучки
- •3. 3. Гауссовы пучки света
- •3.4. Фокусировка гауссова пучка линзой
- •3.5. Идеальный открытый оптический резонатор
- •Iy. Лазерная генерация
- •4.1. Вероятности переходов
- •4.2. Схемы накачки активной среды лазеров
- •4.4. Энергетическое условие стационарной генерации
- •4.5. Расчет коэффициента усиления активной среды для твердотельных лазеров с импульсной оптической накачкой
- •4.6. Пороговая энергия накачки лазера с импульсной накачкой
- •4.7. Определение коэффициента усиления и скорости накачки по
- •4.8. Фазовое условие генерации
- •4.9. Селекция мод лазерного резонатора
- •4.10. Принцип конкуренции мод
- •4.11. Принцип максимальной ширины спектра излучения лазера
- •4.12. Перестройка частоты излучения одночастотного лазера путем микроперемещения лазерного зеркала
- •4.13. Лазеры со стабилизацией частоты излучения
- •4.14. Оптическое гетеродинирование
- •4.15. Лазерные стандарты длины и частоты. Измерение частоты и длины волны лазерного излучения
- •4.16. Многочастотный спектр излучения лазера
- •4.17. Мощность стационарной генерации лазера
- •5.2. Моноимпульсная генерация
- •5.3. Пассивная модуляция добротности резонатора
- •5.4. Измерение энергии и мощности лазерных импульсов
- •5.5. Регистрация формы лазерных импульсов электронно-оптической камерой
- •Yi. Автомодуляция излучения в лазерном резонаторе
- •6.2. Измерения мощности лазерного излучения в широком динамическом диапазоне
- •6.3. Динамика лазера с неустойчивым и разъюстированным плоским резонатором
- •6.4. Механизмы автомодуляции потерь лазерного резонатора
- •6.4.1. Самонаведенная линзовость в активной среде лазера
- •6.4.2. Автомодуляция излучения лазера самонаведенной амплитудно-фазовой решеткой
- •6.4.3. Автомодуляция излучения в сложном резонаторе
- •Yii. Лазеры ультракоротких импульсов
- •7.1. Первые исследования сверхкоротких лазерных импульсов
- •7.2. Автокорреляция лазерных импульсов. Интерферометр Майкельсона
- •7.3. Автокорреляционная функция лазерного импульса
- •7.4. Описание излучения на выходе лазера как суперпозиции эквидистантных монохроматических плоских волн
- •7.5. Модулированные оптические волны
- •7.6. Сверхкороткие импульсы, генерируемые двухчастотным лазером с постоянной накачкой
- •Зависимость интенсивности излучения от времени можно записать следующим образом:
- •7.7. Пульсации излучения непрерывного двухчастотного гелий-неонового лазера
- •7.8. Регулярные пульсации излучения гелий неонового лазера, в спектре которого регистрируются 7 дискретных частот
- •7.9. Современные лазеры ультракоротких импульсов
- •Yiii. Свойства ультракоротких импульсов
- •Зависимость спектра импульсного лазерного излучения от времени
- •8.2. Квазимонохроматическое приближение
- •8.3. Импульс гауссовой формы в среде с дисперсией
- •8.4. Фазовая модуляция — уширение и сжатие импульсов с линейным чирпом
- •8.5. Фемтосекундные лазерные системы
- •IX. Измерение параметров ультракоротких лазерных импульсов
- •9.1. О некоторых заблуждениях в области корреляционных измерений длительности ультракоротких лазерных импульсов
- •9.3. Измерение акф для периодической последовательности импульсов
- •9.4. Влияние линейной фазовой модуляции несущей частоты на корреляционные функции излучения
- •X. Полупроводниковые лазеры
- •10.1. Оптические свойства полупроводников
- •10.2. Cвойства p-n переходов
- •10.3. Полупроводниковые лазеры на гетеропереходах
- •11.1. Накачка газовых активных сред
- •11.2.2. Химическая накачка
- •11.2.3. Лазеры с газодинамической накачкой
- •11.3. Лазеры на нейтральных атомах
- •11.3.1. Гелий-неоновый лазер
- •11.4. Молекулярные лазеры
- •11.5. Газовые лазеры на ионах аргона
- •11.4.1. Гелий-кадмиевый лазер
- •11.5. Эксимерные лазеры
- •Основные принципы, соотношения и константы физики лазеров
- •Тестовые задания
- •Раздел 1. Общие вопросы. Конструктивные элементы лазеров
- •Раздел 2. Взаимодействие излучения с веществом
- •Раздел 3. Лазерные резонаторы и световые пучки
- •Раздел 4. Лазерная генерация
- •Раздел 5. Динамика лазеров
8.5. Фемтосекундные лазерные системы
Для осуществления сжатия или уширения лазерных импульсов необходимы устройства, осуществляющие фазовую модуляцию импульсов более эффективную, чем среды с дисперсией или компенсаторы дисперсии на основе призм или решеток. В 70 гг. была реализована идея использования оптической нелинейности для создания фазового модулятора. Первоначально использовали жидкости с анизотропно поляризующимися молекулами, которые обладали высокой нелинейностью показателя преломления: n2 ~ 10-11СГСЭ.
Фазовая самомодуляция в жидкостях с n2 > 0 приводит к появлению положительного чирпа на переднем фронте импульса и отрицательного – на заднем фронте. Для временного сжатия импульсов с такой фазовой модуляцией требуются среды с аномальной дисперсией. В качестве компенсатора дисперсии использовали ячейки с парами металлов(в области частот поглощения), пары дифракционных решеток или интерферометры. Устройства такого типа использовали в пикосекундном временно диапазоне. Была реализована степень сжатия пикосекундных импульсов порядка 10.
Наилучшими фазовыми модуляторами оказались одномодовые волоконные световоды, а в последние годы микроструктурные волоконные световоды. Нелинейная добавка показателя преломления кварцевого стекла n2 ~ 10-13СГСЭ. Однако световой пучок распространяется в волоконном световоде на расстояния в десятки.. сотни метров и более сохраняя профиль поперечного сечения. При этом нелинейное взаимодействие происходит не только в области перетяжки линзы, но на протяжении всего отрезка световода. Поэтому эффективность нелинейного взаимодействия возрастает в миллионы раз по сравнению со случает фокусировки излучения в нелинейную среду. При этом резко снижаются требования к мощности импульса. В волоконном световоде значительная фазовая самомодуляция происходит при мощностях импульсов в единицы Ватт. При этом нелинейная добавка показателя преломления остается значительно меньшей, чем разность показателей преломления оболочки и сердцевины световода. Таким образом, процесс нелинейного преобразования импульса не влияет на модовую структуру излучения в световоде.
Рис. 8.7. Принципиальная схема компрессора лазерных импульсов.
Ультракороткий импульс I0(τ) с помощью линзы вводится в волоконный световод (ВС) в котором в результате фазовой самомодуляции излучения импульс и его спектр S(ω) расширяются, причем в несущей частоте возникает чирп δω. Пара дифракционных решеток, настроенная на получение аномальной дисперсии, компенсирует чирп, что приводит к временному сжатию выходного импульса.
Рис. 8.8. Расчетная фазовая самомодуляция импульса длительностью 6 пс в волоконном световоде. а - форма исходного импульса, б – частотная фазовая самомодуляция, возникающая вследствие оптического эффекта Керра, пропорциональная производной от огибающей импульса; в – прямоугольный импульс, получающийся в результате дисперсии второго порядка и фазовой самомодуляции, г – частотная модуляция прямоугольного импульса [18].
Рис. 8.9. Спектр излучения на выходе одномодового волоконного световода с сердцевиной диаметром 3,35 мкм. Под спектрами указаны значения максимального фазового сдвига, который пропорционален пиковой мощности на входе световода. Использованы импульсы аргонового лазера длительностью 150 пс, форма которых показана вверху рисунка. Длина волоконного световода 100 м [19].
Уширение спектра излучения на выходе световода есть следствие фазовой самомодуляции. Спектр имеет квазипериодическую структуру.
Схему, показанную на рис. 8.7 только без дифракционных решеток используют для генерации широкополосной оптической гребенки. При этом на выходе волоконного световода ширина спектра входного излучения может быть увеличена на порядок. Если входное излучение представляет собой регулярную последовательность ультракоротких импульсов, то на выходе световода эта последовательность сохраняется. Однако, каждый ультракороткий импульса становится сильно чирпированным. При этом спектр излучения уширяется, сохраняя дискретную структуру гребенки. Причем, разность между дискретными частотами гребенки сохраняется постоянной. Такое излучение можно направить на нелинейный кристалл, преобразующий излучение во вторую гармонику. Центральная частота спектра сигнала гармоники в случае использования титан-сапфирового лазера равна 400 нм. При этом хвосты спектральных контуров основной частоты и второй гармоники перекрываются.
Сигнал основной частоты биений между оптическими гребенками с центрами на основной частоте ν0 и частоте второй гармоники 2ν0 равен сдвигу частот между дискретными частотами обоих гребенок.
Путем подстройки длины резонатора лазера можно этот сигнал биений сделать равным нулю. Такую подстройку осуществляют путем небольшой разъюстировки одного из зеркал лазерного резонатора. При этом несущая частота излучения ν0 оказывается кратной разности между частотами гребенок: ν0 = n c/(2L), где n – большое целое число. Таким образом, частота излучения лазера может быть точно стабилизирована без использования эталонных поглощающих веществ, а также измерена в единицах c/(2L). Разность между частотами гребенки, регистрируемая как сигнал биений, возникающих в фотоприемнике, непосредственно измеряется радиотехническими методами путем сравнения с цезиевым стандартом частоты.
Площадь импульса при его распространении в среде с дисперсией и без потерь сохраняется. Поэтому уширение и сжатие импульса дисперсионной средой сильно изменяет его амплитуду. Уширенный чирпированный импульс можно усилить, направив его на оптический усилитель, а компенсатор дисперсии в виде пары решеток установить на выходе усилителя. В такой системе возрастание пиковой мощности импульса будет происходить как за счет оптического усиления, так и за счет его временного сжатия.
При этом на оптические поверхности усилителя будет действовать существенно меньшая плотность излучения. Сечение активного стержня усилителя может быть уменьшено. Поскольку основным ограничением лазерных систем, генерирующих сверхмощные импульсы (петаваттные лазеры), является оптическая прочность торцов усилительных элементов, то усиление чирпированных импульсов позволяет существенно улучшить параметры таких систем.
Нобелевская премия по физике 2005 г. присуждена Джону Л. Холлу (John L. Hall) и Теодору В. Хеншу (TheodorW. Hänsch) за вклад в развитие основанной на лазерах точной спектроскопии, включая технику прецизионного расчета светового сдвига в оптических стандартах частоты (оптических гребенок). Благодаря технологии оптических гребенок в оптике и спектроскопии заложены принципы перехода от измерения длин волн (точность измерений до 9 знаков) к измерениям оптических частот с точностями, превышающими 15 значащих цифр.
Четыре оптические проблемы, ранее рассматривавшиеся как независимые, слились в единое направление:
Создание лазера, генерирующего стабильную во времени практически монохроматическую волну.
Создание лазера генерирующего предельно короткие, фемтосекундные импульсы.
Точные измерения времени, частоты и длины волны таких лазеров, приведшие к квантовым измерениям и переопределению метра.
Создание стандарта частоты на основе фемтосекундного лазера, охватывающего оптическую октаву. Это позволило осуществить связь между стандартом частоты радиодиапазона и всеми оптическими частотами и оптическими стандартами частоты.
Рис. 8.8. Диаграмма, демонстрирующая увеличение точности измерения частоты и времени за последние годы.
Рис. 8.9. Диаграмма, показывающая увеличение точности измерения оптической частоты неодимового лазера, стабилизированного по иоду.