Измерение параметров лазеров

2.2). Обычно он состоит из четвертьволновой пластинки (/4 (рис. 2.3),

превращающей линейно поляризованное излучение ЛПверт исследуемого лазера в

циркулярно поляризованный свет ЦП, и поляризационного элемента,

установленного между лазером и этой пластинкой. Этот поляризационный

элемент обычно представляет собой пленочный поляроид, а не поляризационную

призму, так как он значительно дешевле, а обеспечиваемая им степень

поляризации вполне достаточна, по крайней мере при измерении частотного

спектра излучения многомодовых лазеров. Четвертьволновая пластинка в данном

случае также может быть простейшего типа — из слюды, следует только

помнить, что такой простейший вариант пластинки (/4 не обладает широкой

спектральной областью из-за большой дисперсии показателей преломления n0 и

ne слюды. В результате слюдяная пластинка (/4 может использоваться

практически только для одной лазерной длины волны (в данном случае для

0.63; 3.39; 1.15; 0.49; 0.52 мкм и т.п.). Ахроматизированные пластинки из

кристаллических материалов обеспечивают нормальное функционирование по

крайней мере в пределах спектрального диапазона зеркал интерферометра

((((0.1(0), однако их стоимость и дефицитность существенно выше.

Функционирование такого простейшего невзаимного элемента достаточно

элементарно: линейно поляризованное излучение ЛПверт исследуемого лазера

без потерь проходит через поляроид, сориентированный соответствующим

образом (выполняющий в прямом ходе пучка функцию поляризатора По), и

пластинку (/4, превращается в циркулярно поляризованный свет ЦП,

взаимодействующий с интерферометром. Отраженное им излучение (в случае

сканирующего интерферометра оно переменно во времени) вновь проходит

пластинку (/4, превращаясь опять в линейно поляризованное, плоскость

поляризации ЛПгор которого, однако, ортогональна исходной, так как

пластинка (/2 ((/4+(/4=(/2) приводит к повороту плоскости поляризации на

90(. Естественно, что поляроид, выполняющий при обратном ходе лучей роль

анализатора Ан, задерживает отраженные от интерферометра пучки. Очевидно,

что невзаимный элемент поляризационного типа нормально функционирует лишь в

том случае, если интерферометр и согласующая оптика не изменяют состояния

поляризации отраженных пучков.

Более эффективную развязку обеспечивают кольцевые (сканирующие)

интерферометры, в которых отраженный пучок (рис.2.4) обычно (в

трехзеркальном интерферометре) идет под углом 60(. Однако кольцевые

сканирующие интерферометры (в том числе коммерческие) обладают определенной

поляризационной анизотропией собственных мод, связанной в данном случае с

поляризационной анизотропией зеркальных покрытий. Предпочтительнее

использовать перпендикулярную ориентацию плоскостей поляризации пучка и

кольцевого интерферометра.

[pic]

Рис.2.4. Схема кольцевого сканирующего интерферометра: ПК —

пьезокерамика, на которую подается пилообразное напряжение Uск(t)

Типичной геометрией кольцевого сканирующего интерферометра является

почти плоскопараллельный резонатор, образованный одним вогнутым (R(1 м) и

двумя плоскими зеркалами, расположенными в углах правильного треугольника

со сторонами l1=l2=l3=0.1 м. Соотношение R/l(10 обеспечивает компромисс

между допусками на разъюстировку интерферометра при сканировании одного из

зеркал, точностью согласования оптических осей лазерного пучка и

интерферометра, а также высокоэффективной селекцией в нем поперечных мод

при реальных (поперечных) размерах лазерного пучка.

Оценим разрешающую способность интерферометров, понимая под этим

полуширину (ширину на полувысоте) его резонансного пика ((0.5=с(((/4(Lопт

для типичной длины Lопт=0.1 м. Очевидно, что в этом случае ((0.5

определяется суммарными потерями ((, которые в основном (при точной

юстировке) состоят из потерь в диэлектрических зеркалах; последние при

использовании современной технологии обеспечивают ((зер(0.1%. В результате

получим ((0.5(0.1%. Такого разрешения вполне достаточно для надежного

различения продольных (аксиальных) мод метрового лазера (((рез(150 МГц), а

также для анализа спектра мод высших порядков в квазиконфокальном

резонаторе и на малых числах Френеля (N(1) — в плоскопараллельном

резонаторе. Однако такая разрешающая способность не достаточна при изучении

спектра поперечных мод обычных лазеров с плоскопараллельными (и близкими к

ним почти плоскопараллельными) резонаторами и в ряде других случаев.

Дальнейшего повышения разрешающей способности можно достичь, используя

принципиально отличные от методов оптической спектрометрии радиофизические

способы.

3 Измерение частоты лазерного излучения методом фотобиений

Данный метод, часто называемый методом фотогетеродинного приема

оптического излучения, обладает гораздо большей частотой и разрешающей

способностью, по крайней мере до долей герц, что и является его основным

преимуществом перед интерференционными измерениями. С другой стороны, как

всякий косвенный способ (в данном случае, как показано ниже, осуществляется

перенос частоты лазерного излучения в область радио- и даже звуковых

частот) метод фотобиений требует грамотной интерпретации получаемых

результатов с учетом специфики преобразования информации.

Ограничимся рассмотрением простейшего аналитического случая —

фотобиений двух когерентных излучений с частотами (1 и (2, описываемых

амплитудами электрической составляющей электромагнитного поля [pic] и

[pic]. Если два таких пучка направить на какой-либо фотоприемник, то в

соответствии с законом Столетова его фототок i(t) будет прямо

пропорционален интенсивности светового потока

[pic]

Ввиду ограниченной полосы частот фотоприемника фототоки, вызываемые

тремя последними составляющими суммарного потока (с частотами,

соответственно, (1+(2, 2(1 и 2(2) не могут быть зарегистрированы; два

первых слагаемых ([pic] ) образуют постоянную составляющую, которая и

регистрируется при обычной фотоэлектрической регистрации световых потоков.

Наиболее информативным в интересующем нас аспекте является третье слагаемое

[pic], содержащее полную информацию о частотно-фазовых соотношениях обоих

световых пучков.

Рассмотренная выше ситуация используется на практике только для

анализа частотно-фазовых соотношений в пучках двух одночастотных лазеров

(обычно стабилизированных по частоте) или излучения двухчастотных лазеров.

Ввиду весьма ограниченного распространения лазеров последнего типа

сосредоточим внимание на применении метода фотобиений для анализа

особенностей спектра излучения одночастотного лазера. Для этого необходим

второй лазер — гетеродин, стабильность частоты (2 и амплитуды Е2 излучения

которого существенно выше, чем исследуемого. При этом условии спектр

фототока разностной частоты, наблюдаемый на экране стандартного

низкочастотного радиоэлектронного спектроанализатора, прямо пропорционален

спектру исследуемого лазера. Естественно, что аналогичный результат

получится в случае обычной, а не фотогетеродинной регистрации исследуемого

потока фотоприемником. При этом, однако, на исследуемый сигнал

(продетектированный фотоприемником спектр исследуемого излучения) будут

наложены низкочастотные (а потому очень большие) шумы самого фотоприемника

и электронного тракта. Фотогетеродинирование переносит исследуемый сигнал в

область разностной частоты ((1-(2), где электронные шумы значительно

меньше, что и позволяет более точно анализировать исследуемое излучение.

Нестабильность излучения гетеродинного лазера приводит к дополнительному

(ложному) уширению исследуемого спектра из-за свертки со спектром

гетеродина.

Таким образом, рабочий диапазон частот фотогетеродинного метода сверху

ограничен электронным трактом (включая, разумеется, фотоприемник) и обычно

не превышает нескольких сотен мегагерц, а снизу - нестабильностью частоты

(и амплитуды) лазера-гетеродина, минимальная величина которой (за время

анализа спектра) (102 Гц.

Предельные возможности гетеродинного метода были реализованы при

исследовании нестабильности частоты генерации одночастотного эталона длины

волны 3,39 мкм на He-Ne лазере, стабилизированном по пику Лэмба от

внутренней поглощающей ячейки с метаном: в зависимости от физической

природы отдельные составляющие нестабильности колебались в пределах 10...40

Гц. В результате этого рассматриваемый метод не позволяет непосредственно

исследовать и измерить предельную ширину спектральной линии излучения

одночастотного стабилизированного лазера, которая представляет как

теоретический, так и существенный практический интерес.

Для прецизионного анализа спектра одночастотного лазерного излучения

обычно используют две модификации фотогетеродинного метода. Простейшая из

них — гомодинный прием — заключается в анализе фотобиений между всеми

компонентами (друг с другом) в спектре излучения одночастотного лазера.

Такой прием обладает двумя недостатками: результат наблюдается на нулевой

(центральной) частоте, т.е. сильно зашумлен; кроме того, на экране

спектроанализатора получается не сам спектр, а его автокорреляция, что

необходимо учитывать при интерпретировании полученных результатов. Так,

нормальное распределение (гауссоида) уширится в [pic] раз, а лоренцева

линия — в 2 раза, правда, без изменения формы линии.

Первый недостаток гомодинного метода (нулевая центральная частота и,

соответственно, сильная зашумленность) можно устранить, используя метод

переноса частот в оптическом или радиодиапазоне. При оптическом переносе

часто используется (продольный линейный) эффект Доплера при отражении

излучения от прямолинейно движущегося с постоянной скоростью Vзер зеркала.

В результате спектр половины исследуемого пучка переносится в область более

высоких (зеркало движется к лазеру) или низких (зеркало движется от лазера)

частот на величину(((=(2Vзер/c)(ген. Основным недостатком метода

оптического переноса частоты гомодинных фотобиений (иногда этот способ

называют квазигомодинным детектированием, хотя такое название не полностью

отражает его существо) является влияние нестабильности движения зеркала,

приводящее к дополнительному и неконтролируемому уширению получаемого

спектра.

Перенос спектра в область слабозашумленных (в электронном тракте)

частот может быть осуществлен и радиотехническим методом гетеродинирования.

Для максимального снижения шумов этот прием надо применять непосредственно

к фототоку (а не в последующем электронном тракте, как это делают в обычных

супергетеродинных приемниках слабых сигналов), для чего используют фотоЛБВ

в СВЧ диапазоне сдвигов и ФЭУ с поперечным высокочастотным магнитным полем

в диапазоне сдвигов < 103 МГц.

Метод галогенного приема ранее (до появления сканирующих

интерферометров) широко использовался для анализа количества генерируемых

(продольных) мод многочастотного лазера 1, излучение которого фокусируется

на фотоприемнике 3 линзой 2 (рис. 2.5). При этом на экране радиочастотного

спектроанализатора 4 наблюдались особенности частотного спектра фотобиений

(возникающих в фотоприемнике 3), обусловленные эффектами затягивания и

отталкивания (в области) частот генерации отдельных продольных мод лазера с

неоднородно уширенной линией рабочего перехода. В результате спектр

генерации незначительно (((>((неод), характерном для большинства серийных лазерных сред.

Типичный вид зависимости удельного коэффициента усиления от частоты

описывается гауссоидой:

k0(V)=k0(V0)exp[-(V-V0)2/((Vc)2], где [pic]— величина неоднородного

уширения на уровне 0.707 (((неод — соответственно на полувысоте). В этом

случае, с помощью компенсационного метода измеряется коэффициент усиления

на частоте генерации (ген((0, причем степень приближения частоты генерации

(ген к центру спектральной линии определяется частотным интервалом

((рез=c/2Lопт через который расположены продольные моды в резонаторе (с

оптической длиной Lопт) измерительного лазера. Поскольку Lопт обычно

достаточно велика и, соответственно, ((рез(((одн, то даже в случае

неоднородного уширения коэффициент усиления, измеряемый компенсационным

методом, соответствует центру спектральной линии, т.е. k0( k0((0).

Несколько сложнее обстоит дело с учетом распределения инверсной

населенности (и, соответственно коэффициента усиления) по поперечному

сечению активной среды. Особенности создания инверсии как возбуждения ВРУ,

что более характерно для оптической накачки, так и расселения НРУ,

существенного для газовых активных сред, приводят к заметно неравномерной

зависимости коэффициента усиления от поперечных координат x, y. В рубиновых

и ИАГ стержнях это дополнительно усугубляется неравномерным распределением

легирующей примеси соответственно Cr2O3 и Nd2O3 по поперечному сечению

кристаллической заготовки стержня (були). В силу этого (в лабораторных

условиях) иногда требуется получить зависимость k0(x,y), для чего

достаточно модифицировать установку, работающую по методу калиброванных

потерь, точнее, ее резонатор.

В простейшем варианте в резонатор вводится круглая (желательно,

ирисовая) диафрагма, ограничивающая поперечное сечение генерирующего пучка.

Очевидно, что в упрощенной измерительной установке (без вспомогательной

активной среды) дифракционные потери, вносимые диафрагмой, не долины

превышать 0.1%. При использовании вспомогательной активной среды (рис.З.4)

можно использовать диафрагму с большими дифракционными потерями, что

улучшит селекцию высших поперечных мод, но не изменит размер пятна и,

соответственно, разрешающую способность при снятии поперечного

распределения k0(x,y).

Построение искомой зависимости k0(x,y) проводится по точкам k(xi,yi),

соответствующим отдельным замерам k0 при разных (поперечных) положениях

измеряемой активной среды относительно оптической оси измерительного

лазера. Смещать вспомогательную активную среду и проводить подъюстировку

резонатора при этом, нельзя, так как это приведет к погрешностям измерения.

Поэтому желательно использовать спаренный компенсатор (как показано на

рис.3.4), а одиночную пластинку аттенюатора устанавливать обязательно у

плоского зеркала резонатора измерительного лазера.

Рисунок 0.4 Схема измерительной установки для снятия зависимости

коэффициента ненасыщенного усиления от удаления x с геометрической

оси активной cреды; c геометрической оси активной среды; диафрагма Д

сужает зондирующий пучок до минимального размера, соответствующего

основной (ТЕМ() моде.

В заключение остановимся на некоторых особенностях ~измерения

ненасыщенного усиления активных сред, возбуждаемых в импульсном режиме.

Очевидно, что в этом случае желательно (а в ИК и УФ диапазонах излучения

обязательно) использование фотоэлектрической регистрации порога генерации.

Сигнал с фотоэлектрического приемника с постоянной времени, существенно

меньшей длительности импульса накачки, удобно просматривать на двухлучевом

осциллографе, ждущая развертка которого запускается импульсом накачки.

Используя такой комплект аппаратуры, можно промерить не только

максимально создаваемую в измерительной активной среде инверсную

населенность (в действительности — ненасыщенный коэффициент усиления), но и

зависимость k0(t) при воспроизводимой (от импульса к импульсу)

интенсивности накачки. Естественно, при этом предполагается (и практически

всегда выполняется на практике) постоянство формы импульса накачки.

Зависимость k0(t) строится по серии экспериментов: для различных значений

вносимых в резонатор измерительного лазере потерь (i фиксируется момент

времени ti (отсчитываемый от момента включения импульса накачки), когда

возникает генерация.

2 Измерение усиления активной среды прямым методом.

Рисунок 0.1 Измерение насыщения в проходном лазерном усилителе длиной

l0 — к вопросу измерения усиления прямым методом

Сущность данного метода тривиальна и заключается в построении

зависимости коэффициента усиления активной среды K=Iвых/Iвх от

интенсивности входного сигнала Iвх (рис.3.5), величина которого

регулируется с помощью (клинового) аттенюатора Осл, уменьшающего

интенсивность вспомогательного лазера Iлаз, интерференционный фильтр ИФ и

диафрагма Д уменьшают уровень фоновой засветки. Экстраполируя

экспериментальную зависимость K(Iвх) к бесконечно малым Iвх (<<(Sхр), можно

получить ненасыщенный коэффициент усиления K0=K(0); поскольку измерения

проводятся обычно с активной средой, работающей в режиме проходного

усилителя, когда K0=exp(l0k0), то, очевидно, ненасыщенный коэффициент

усиления [pic]. Следует отметить, что непосредственно данный метод редко

используется на практике в связи с невысокой точностью измерений,

обусловленной при небольших усилениях погрешностями определения K из-за

шумов измерительной схемы, а при большом усилении — экстраполяцией K(Iвх) в

область малых входных сигналов. С другой стороны, ара атом при этом

появляется возможность (по крайней мере в первом приближении) определить

параметр насыщения (, для чего следует сравнить полученную зависимость

K(Iвх) с расчетной (при том же виде уширения).

Можно проще получить значение параметра насыщения (, используя

измерительный лазер с калиброванными потерями и измеритель плотности

энергии U в резонаторе. Эту плотность легко вычислить, измеряя мощность,

выходящую через одно из "глухих" зеркал резонатора, по формуле U=2P/(cSэф.

Очевидно, что в измерительном

1.1 Измерение пространственного распределения энергии в лазерном пучке 28

1.2 Измерение поляризации лазерного пучка 34

2. ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ И КОРРЕЛЯЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК

ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ 38

2.1 Влияние параметров лазера на когерентность его излучения 39

2.2 Интерферометры для измерения спектра лазерного излучения 41

2.3 Измерение частоты лазерного излучения методом фотобиений 46

3. ИЗМЕРЕНИЕ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ ГЛАВНЫХ КОМПОНЕНТОВ ЛАЗЕРА 51

3.1 Компенсационный метод измерения потерь или усиления лазерных

компонентов 51

3.2 3.2. Измерение усилия активной среды 52

3.2.1 Измерение ненасыщенного усиления методом калиброванных

потерь. 54

3.2.2 Измерение усиления активной среды прямым методом. 57

-----------------------

Лазер

в)

б)

а)

aос

lвс

a1,2

lвс

k0((3)

k0((2)

k0((1)

k0(()

(

Лазер

ФП

Страницы: 1, 2, 3, 4, 5

МЕНЮ

Измерение параметров лазеров

ИНТЕРЕСНОЕ