3. Изменение 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.

3.1. 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 j к оптической оси. Как известно, минимальные потери такая пластинка вносит, если j=js=arctg n (nl — показатель преломления материала пластинки для длины волны генерации лазера lген). Если j?js, то коэффициент френелевского отражения на каждой поверхности ru=tg2(j-y)/tg2(j+y), где y — угол преломления; соответственно коэффициент пропускания уменьшится на величину tк=(1-r)2 при использовании кольцевого резонатора и на tл=(1-r)4 — в линейном лазере за счет двойного прохода за цикл. Коммерческие аттенюаторы данного типа имеют угломерную шкалу, позволяющую отсчитывать угол поворота пластинки j с точностью, обеспечивающей расчет (1-r)4 до 0.001 (т.е. ~ 0.1%). Следует, однако, иметь в виду что такая точность достигается лишь при абсолютном знании угла j, 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 gБ; тогда текущим потерям при угле поворота g=gБ будет соответствовать угол падения j=jБ+(g-gБ), где jБ рассчитывается аналитически по известному показателю преломления материала пластинки nl

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 tл=(1-r)8; в кольцевом резонаторе или при работе на проход t=(1-r)4.

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 Dn=nв-nн(gв/gн) между верхним рабочим (лазерным) уровнем (ВРУ) и нижним (НРУ). Инверсной населенности Dn соответствует удельный коэффициент усиления активной среды k=Dn?Bhn/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 b соответственно для лазера и квантового (лазерного) усилителя, причем все три расчетных параметра активной среды связаны соотношением вида Pуд=vkib. 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=Dn0?Bhv/c, где индекс 0 подчеркивает, что удельный коэффициент усиления измерен при отсутствии насыщения, т.е. при бесконечно малой плотности энергии стимулированных переходов.

3.2.1 Измерение ненасыщенного усиления методом калиброванных потерь

SaРез=a1+a2+aдо+t1+t2+aос+a2, где a1,2иt1,2 — соответственно диссипативные потери концевых отражателей и их коэффициенты пропускания, aдо — дифракционные потери резонатора; aос — диссипативные потери активного элемента; a2=a0+(1-r)4 — потери аттенюатора. Очевидно, что абсолютная погрешность измерения потерь (компенсирующих усиление) в таком простейшем варианте составляет Sa=a1+a2+t1+t2+aдо+a0 и обычно превышает 0.001 (или 1%). Наиболее просто она может быть уменьшена при учете величин t1, t2 (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 прием позволяет в случае стабильности коэффициента усиления вспомогательной активной среды во время его цикла измерения полностью исключить остаточные потери измерительного лазера, в том число и трудноконтролируемые дифракционные потери aд. Действительно, при первом измерении (возбуждена только вспомогательная активная среда 1) порогу генерации соответствует условие exp(2lвсkвс)=Sx4[1-(1-r2)4], а при втором (возбуждена и в измеряемой активной среде 2) -Sx4[1-(1-r2)4]=exp(2lвсkвс+2l0k0). Легко показать, что искомая величина усиления K0= exp(2l0k0)= [1-(1-r1)4]/[1-(1-r2)4], а точность ее измерения теперь определяется в основном точностью измерения потерь r2, вносимых аттенюатором при втором измерении (так как на рабочей ветви кривой r(j) крутизна зависимости коэффициента отражения r от угла падения j монотонно нарастает с ростом j).

Возможность (по крайней мере, потенциальная) повышения точности измерения коэффициента усиления активных сред позволяет рассмотреть особенности зависимости коэффициента усиления от частоты и по поперечному сечению активного элемента. В связи с тем, что зависимость коэффициента усиления активной среды от частоты в производственных условиях не измеряется (ввиду чрезвычайной сложности таких экспериментов как в методическом, так в чисто техническом плане), остановимся лишь на том, какой же, собственно, коэффициент усиления активной среды измеряется компенсационным методом. В зависимости от вида уширения спектральной линии рабочего (лазерного) перехода различают, как известно, однородное уширение и неоднородное. При однородном (и близком к нему) уширении, когда Dnодн?Dnнеод зависимость ненасыщенного коэффициента усиления от частот (в пределах полуширины линии ) практически отсутствует, т.е. k0(n)@k0(n0), где n0 — частота в центре спектральной линии. Типичным примером такой активной cреды является гелий-неоновая смесь, генерирующая на длине волны lген=З.39 мкм.
Ситуация существенно меняется при неоднородном уширении (Dnод>>Dnнеод), характерном для большинства серийных лазерных сред. Типичный вид зависимости удельного коэффициента усиления от частоты описывается гауссоидой:
k0(V)=k0(V0)exp[-(V-V0)2/(DVc)2], где — величина неоднородного уширения на уровне 0.707 (Dnнеод — соответственно на полувысоте). В этом случае, с помощью компенсационного метода измеряется коэффициент усиления на частоте генерации nген@n0, причем степень приближения частоты генерации nген к центру спектральной линии определяется частотным интервалом Dnрез=c/2Lопт через который расположены продольные моды в резонаторе (с оптической длиной Lопт) измерительного лазера. Поскольку Lопт обычно достаточно велика и, соответственно, Dnрез?Dnодн, то даже в случае неоднородного уширения коэффициент усиления, измеряемый компенсационным методом, соответствует центру спектральной линии, т.е. k0@ k0(n0).
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.

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 ai фиксируется момент времени ti (отсчитываемый от момента включения импульса накачки), когда возникает генерация.

3.2.2 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 (<<bSхр), 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 . 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 b, для чего следует сравнить полученную зависимость K(Iвх) с расчетной (при том же виде уширения).
Можно проще получить значение параметра насыщения b, 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/tcSэф. Очевидно, что в измерительном