CC BY
25
УДК 535.34
ОБОСТРЕНИЕ ЗАДНЕГО ФРОНТА ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА, СЖАТОГО ПРИ ВРМБ
А. И. Ерохин, Е. В. Логинов
Экспериментально исследована ВРМБ-компрессия импульса, инициированная двухчастотной стоксовой затравкой. Показано, что при разности частот затравочных волн 81/ и длительности сжатого импульса т таких, что т8и « 1/2, происходит дополнительное сжатие, а также укорочение заднего фронта полученного импульса. Световые импульсы такой формы могут быть полезны для получения и исследования вынужденного рассеяния крыла линии Релея (ВРК). Впервые в режиме ВРМБ-усиления обнаружен эффект вытеснения частоты затравочного сигнала из центра Мандельштам-Бриллюэновской (МБ) линии с образованием провала.
Известно, что для возбуждения в среде вынужденного рассеяния крыла линии Релея, необходимо подавить генерацию ВРМБ, обладающую, как правило, на порядок большим коэффициентом усиления. Избавиться от ВРМБ можно двумя способами. Первый состоит в том, чтобы, используя тензорные свойства ВРК, генерировать в поперечном резонаторе излучение с ортогональной излучению накачки поляризацией [1]. Второй способ заключается в возбуждении ВРК субнано- [2] и пикосекундными [3] импульсами, которые не приводят к возникновению ВРМБ. Для реализации первого способа необходим лазер с энергией излучения в несколько джоулей [4]. А чем меньше длительность возбуждающего импульса, тем меньше энергии потребуется для возбуждении ВРК, что приведет к меньшему нагреву среды, возникающему за счет поглощения даже незначительной доли излучения. Оценка изменения температуры вещества при пропускании через пего лазерного импульса с плотностью энергии Е дается формулой Д71 — ^, где А;ш,ср,/9 - коэффициент поглощения света, теплоемкость и плотность вещества. А величина Е, необходимая для возбуждения любых видов вынужденного рассеяния (ВР), определяется как Е « 15^, где д - инкремент усиления соответствующего вида ВР,
а Б - площадь поперечного сечения пучка. Оптимистичные оценки показывают, что для г = 30 мсек нагрев среды составит несколько градусов. Поэтому в случае, когда изменение температуры среды нежелательно, второй способ - укорочение импульса возбуждающего излучения - предпочтителен.
В данной работе исследовались спектральные и временные характеристики импуль са Л^-лазера после его ВРМБ-сжатия, инициированного двухчастотной затравкой. В качестве затравки использовался двухчастотный стоксов сигнал, попадавший в полосу ВРМБ-усиления, и разность частот входного сигнала менялась контролируемым образом.
Ранее было показано, что незначительное уширение спектра возбуждающего излучения в режиме ВРМБ-компрессии может привести к дополнительному укорочению импульса [5]. Однако, как и следовало ожидать в этих условиях, характеристики отраженного излучения сильно флуктуируют [6]. В нашей работе изучался вопрос: может ли привести к сужению отраженного импульса регулируемая двухчастотность лишь стоксового входного сигнала?
Схема эксперимента представлена на рис. 1. Накачка схемы осуществлялась лазером, состоящим из одномодового, одночастотного задающего генератора на фосфатном стекле с неодимом (Л = 1.055 мкм) и двухпроходного усилителя. Лазер генерировал спектрально ограниченный импульс длительностью 20-25 мсек по полувысоте с энергией до 100 мДж. Задающий генератор изолировался от отраженного назад излучения с помощью оптической развязки, в качестве которой использовалась ячейка Фарадея на постоянных магнитах, имеющая контраст лучше, чем 103. Пучок расширялся телескопом 6, оптимизирующим в первом приближении сжатие импульса по энергии и длительности отраженного импульса (см. работу [7]). Излучение собиралось длиннофо кусной линзой 5 в кювету компрессора 4 так, что фокус линзы находился вне кюветы. Кювета 4 длиной 2 метра заполнялась четыреххлористым углеродом, т.к. эта жидкость имеет незначительное поглощение на рабочей длине волны, большой инкремент ВРМБ и малое время жизни гиперзвука [8]. При данных уровнях мощности ВРМБ в компрессоре самостоятельно не возбуждалось и он работал в режиме усилителя (аналогично работе [9]).
Двухчастотный стоксов сигнал, подаваемый на вход усилителя, генерировался одновременно в двух ВРМБ кюветах, помещенных в различные плечи интерферометра Майкельсона (так же как и в работе [8]). Выбор сред в кюветах 1 и 2, заполненных гексаном и ацетоном соответственно, также не был случайным. Стоксов сдвиг в этих
Рис. 1. Схема эксперимента. 1) кювета с гексаном, помещенная в термостат, Т = 5—60° С, 2) кювета с ацетоном при 21° С, 3) диэлектрические зеркала, 4) двухметровая кювета с четыреххлористым углеродом, 5) длиннофокусная линза F = 170 см, 6) расширяющий телескоп, 7) система раздельного наблюдения спектров излучения (подробно представленная в нижней части рисунка), 8) плоскость изображения, в которую помещена ПЗС-матрица, 9) камерный объектив F = 80 см, 10) интерферометр Фабри-Перо с базой 150 мм, 11) собирающая линза, 12) предметная плоскость, 13) стеклянная призма двукратного полного внутреннего отражения.
средах попадает в полосу ВРМБ-усиления четыреххлористого углерода (см. рис. 2), обеспечивая тем самым достаточную эффективность усиления. Сдвиг частоты в гекса-не менялся при изменении температуры. Меняя температуру гексана от 5 до 60° С, мы могли просканировать всю полосу усиления С CU- Из рис. 2 видно, что при температуре гексана 8° С стоксовы сдвиги ацетона (при 20° С) и гексана совпадают, а при температурах, превышающих 40° С, эти линии находятся по разные стороны максимума контура усиления. Абсолютные значения стоксовых сдвигов излучения, генерируемого в кюветах 1 и 2, можно априорно задать с гораздо большей точностью, чем ширина полосы усиления. Это следует из того, что диапазон случайных изменений положения стоксовых сдвигов в этих кюветах удовлетворяет условию Avit2/\/Go « Ávccu, где Дvít2 - полуширины МБ линий в гексане и ацетоне соответственно, a Go - полный инкремент усиления, обычно равный 30 вблизи порога обнаружения ВРМБ. Значения величин
2200 2400 2600 2800 3000 3200 3400
V, МГц
Рис. 2. Взаимное расположение Манделъштам-Бриллюэновского контура усиления в СС14 (жирная линия) и спектров линий стоксового излучения, генерируемого в ацетоне (сплошная линия) и гексане при температурах 5°, 20° и 60°С (пунктирные линии).
стоксовых сдвигов г/о для рассеяния МБ на длине волны А = 1,06 мкм в использованных жидкостях, их температурные коэффициенты и полуширины соответствующих линий Аи приводятся в таблице (в соответствии с данными работы [8]).
Таблица
Параметры стоксовых сдвигов Мандельштам-Бриллюэновских линий используемых
жидкостей
Т = 20° С 1/0, МГц Дг/, МГц ¿щ/дТ, МГц/К
сси 2772 ± 20 528 ± 25 « -10
Ацетон 2987 ± 6 119 ±5 -13.2 ±0.2
н-Гексан 2860 ± 10* 145 ± 10 —13.8 ± 0.2*
' - Звездочкой отмечены данные, полученные в ходе данной работы.
Спектры излучения, подаваемого на вход ВРМБ-усилителя и прошедшего его, регистрировались одновременно, но с пространственным разделением (см. вставку рис. 1)
Рис. 3. Осциллограммы сжатых импульсов и соответствующие им спектры: а) Только гексан при 23.2°С, б) Ацетон при 21°С + гексан при 23.2"С, в) Ацетон при 21°С + гексан при 32.7"С, г) Ацетон при 21 "С + гексан при 43.8°С.
с помощью интерферометра Фабри-Перо (10) с базой Ь = 150 мм. Выбор базы интерферометра позволил регистрировать спектры во всем диапазоне стоксовых сдвигов с троекратным перекрытием области дисперсии, равной с/2Ь = 1000 МГц, но без перемешивания всех регистрируемых составляющих. Для пространственного разделения спектров входного и сжатого пучков (аналогично методу, описываемому в монографии Рагульского [10]) половина сечения пучка сжатого импульса обрезалась гранью призмы, через которую пропускалась половина пучка затравочного сток сова излучения. Часть пучка, проходящего через призму, конструктивно сходную с ромбом Френеля, претерпевала двукратное полное внутреннее отражение. Таким образом, в предметной плоскости (12), в которой находился выходной торец призмы, мы имели две половинки сечений двух различных пучков, разделенные ребром призмы. Двумя линзами (9) и (11) эта плоскость изображалась через интерферометр Фабри-Перо (10) с увеличением на плос-
кость изображения (8). В этой плоскости формировалось изображение спектра, которое таким образом состояло из двух не перекрывающихся частей (см. рис. 3).
Регистрация спектра осуществлялась ПЗС-матрицей, помещаемой в плоскость изображения. Телевизионный сигнал с камеры, принимающим элементом которой служила ПЗС-матрица, оцифровывался и обрабатывался на компьютере. Калибровка регистрирующей системы с помощью 9-ти ступенчатого ослабителя показала, что ее линейный динамический диапазон равен 200. Одновременно со спектром определялась временная форма сжатого импульса. Регистрация проводилась калиброванным фотоприемником ФК-15 с аппаратной функцией, имеющей полуширину 350 псек, и осциллографом С7-19 с разрешением 200 псек. В спектрах на рис. 3 слева представлен спектр излучения, входящего в кювету (4), а справа - ослабленный в несколько раз спектр сжатого света.
Сравнение спектра излучения на входе и выходе ВРМБ-компрессора может дать ответ на вопрос о наличии эффекта затягивания или выдавливания частоты света из центра линии усиления. Сопоставление спектров затравочного излучения и сжатого говорят об их идентичности. Т.е. с точностью до ошибки измерений, составляющей в нашем случае 15 МГц, эффекты изменения частоты сжатого импульса по сравнению с затравочным сигналом в ВРМБ-усилителе при интенсивностях порядка 109 Вт/см2 заметным образом не проявляются.
В левой части рис. 3 представлены осциллограммы сжатых импульсов. В том случае, когда на вход ВРМБ-усилителя подавался монохроматический стоксов сигнал, импульс сжимался до длительности в 3 нсек на полувысоте и имел пологий задний фронт (рис. За). Когда на вход компрессора - усилителя подавали двухчастотный стоксов сигнал, период биения которого меньше длительности сжатого импульса, задний фронт им пульса оказывался промодулированным той же частотой биений (рис. Зв, г ). Действительно, из обработки интерферограмм следует, что разница стоксовых сдвигов 6ь> в случае в) и г) составила 290 и 440 МГц, а периоды биений At на осциллограммах равны 2.9 и 2.2 нсек, соответственно. Таким образом Д£ и 1/^1/. Если же частота биений 6V приближалась к половине обратной полуширины сжатого импульса 6и ~ 1/2т, происходило обрезание заднего фронта с перекачкой энергии, содержащейся в хвосте импульса, в основную часть сжатого импульса. Это проиллюстрировано на рис. 36, где при ~ 160 МГц полуширина сжатого импульса сокращалась до менее чем 2 нсек. Таким образом экспериментально показано, как двухчастотность стоксового сигнала приводит к обрезанию и укорочению не переднего (как в теоретических предсказаниях работы [7]), а заднего фронта сжатого импульса.
3050
3000
3136 Мгц - (13.8 МГц/гр)*Т
2950
2900
| 2850
разрыв в последовательности
#2800
спектральных значений
2750
2700
2650
2600
I ■ ■ ■ ■ I ' 1 ■ • I 1 ■ ■ > I ■ ■ ■ ■ I > > ' ' I ■
5 10 15 20 25 30 35 40
Рис. 4. Стоксов сдвиг частоты излучения г/0, генерируемого при ВРМБ в гексане, а затем усиленного в СС14, и его зависимость от температуры гексана Т.
Нельзя обойти вниманием интересный результат, полученный при калибровке источника переменного стоксова сдвига. Он состоит в том, что в монотонной зависимости стоксова сдвига сжатого импульса от температуры кюветы с гексаном был обнаружен разрыв. Схема эксперимента совпадала с представленной на рис. 1 лишь с двумя отличиями. Во-первых, отсутствовала кювета с ацетоном (2). Во-вторых, не было разделения спектров, а для повышения точности измерений регистрировался лишь спектр сжатого импульса. Кювета с СС14, находилась при постоянной температуре Т = 20° С. Температура гексана менялась с шагом около одного градуса в диапазоне от 8 до 37 0 С. Для каждого значения температуры гексана производились 4 измерения положения максимума линии сжатого импульса. На рис. 4 представлена экспериментальная зависимость стоксова сдвига частоты от температуры кюветы с гексаном. Экспериментальные данные хорошо аппроксимируются сплошной прямой, построенной по методу наименьших квадратов. По наклону этой прямой с хорошей точностью определен частотный сдвиг ВРМБ-линии в гексане ио и его температурный ход щ(Т). В центре калибровочной кривой привлекает внимание разрыв в этой кривой шириной ~ 20 МГц. Этот разрыв не связан с отсутствием ВРМБ в данной области или трудностями в определении и3 в соответствующем диапазоне температур. Разрыв в данной зависимости означает, что
при монотонном изменении температуры максимум стоксова сдвига сжатого импульса попадает либо на значения и0 > 2850 МГц, либо г/0 < 2825 МГц. Как следует из рис. 2, значение частоты этого разрыва весьма близко расположено относительно центра МБ линии СС14.
Наблюдаемое явление противоположно явлению затягивания частоты затравочного излучения в центр лазерной линии (см. [11]). Затягивание частоты излучения в лазере объясняется изменением показателя преломления внутри контура лазерного усиления, что и приводит к смещению собственных частот лазерного резонатора в сторону центра линии. Внутри линии величина смещения частот пропорциональна расстоянию от центра линии (ш — ш0), т.е. 8ш ~ , где а1 - лазерное усиление на проход, а
Ашрез - ширина контура лазерного усиления. Проведем аналогичные оценки для ВРМБ-усилителя.
Посмотрим, как изменятся частотные характеристики слабого затравочного сигнала со стоксовым сдвигом распространяющегося навстречу волне накачки в ВРМБ-усилителе. Нелинейная добавка к волновому вектору этого сигнала вблизи резонанса имеет вид (см. [12]).
с, _ 1
окнл — I . ч ,
1 -«
где /вз - эффективная длина области взаимодействия. Изменение частоты стоксова излучения 8/3 в процессе ВРМБ-усиления определяется производной от нелинейной добавки фазы по времени. Максимального значения этот эффект достигает при {и, — 1/0) = Ду и составляет величину 8/3 = — ^ у Такая фазовая модуляция [13] привела бы к расщеплению спектра выходящего излучения на величину 8/, = — 1/£р, где - длительность импульса, что составляет в нашем случае ~ 30 МГц. Однако этот эффект убывает линейно при приближении к центру линии, и поэтому в нашем случае не проявляется.
Можно попробовать объяснить наличие области разрыва петлевой обратной связью [14], весьма вероятной в нашем эксперименте. Но из этого объяснения сразу следует, что аналогичные разрывы должны повторяться с периодичностью в 0.1 Ду « 50 МГц. Заметим, что разрыв скорее всего не связан с источником стоксова сдвига в гексане, так как в этом случае он не был бы привязан к центру линии ССц, и повторился бы в другом месте зависимости. Вообще наличие этого разрыва, случайно обнаруженного при снятии калибровочной кривой, нуждается в дополнительном подтверждении и исследовании.
Авторы выражают благодарность И.Л. Фабелинскому за внимание к работе и Л.Л. Чайкову за помощь в работе с текстом.
Работа выполнена при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект 02-02-16118а).
ЛИТЕРАТУРА
[1] К ы з ы л а с о в Ю. И., Старунов В. С., Фабелинский И. Л. Письма ЖЭТФ, 9, 383 (1969).
[2] Д а в ы д о в М. А., Ляхов Г. А., С а т ы е в Е. Р., Ш и п и л о в К. Ф. Изв. АН СССР, сер. Физ., 53, 1576 (1989).
[3] В а г i 1 1 е R., Revoire G. In: " Scattering", (Pike, Sabatier, Eds.), Academic Press, London, 2001, p. 969.
[4] К ы з ы л а с о в Ю. И. Кандидатская диссертация. Москва, 1970.
[5] Г у л и д о в С. С., Мак А. А., Паперный С. Б. Письма в ЖЭТФ, 47, 329 (1988).
[6] Н и е з е н к о Ю.К. Частное сообщение.
[7] П а п е р н ы й С. Б., Петров В. Ф., Старцев В. Р. Изв. АН СССР, сер. Физ., 46, 1594 (1982).
[8] Е р о х и н А. И., Ковалев В. И., Ф а й з у л л о в Ф. С. Квант, электроника, 13, 1328 (1986).
[9] Dane С. В., Newman W. А., Н а с k е 1 L. A. IEEE J. Quantum Electron., QE-30, 1907 (1994).
[10] Рагульский В. В. Обращение волнового фронта при вынужденном рассеянии света. М., Наука, 1990.
[11] S i е g m a n А. Е. " Lasers." University Science Books, Stanford, 1986, p. 462.
[12] Зельдович Б. Я., Пи липецкий Н. Ф., Ш к у н о в В. В. Обращение волнового фронта. М., Наука, 1985.
[13] Boyd R. W. "Nonlinear Optics", Boston, Academic Press, 1992, p. 275.
[14] Ерохин А. И., Ефимков В. Ф., Зубарев И. Г., Михайлов
ГЛ Iл Т-*" „______ПЛ Л Л Л /1 плл\
\j. т. ivijarir. электроника,, & о, ill ^xyyyj.
Поступила в редакцию 29 апреля 2004 г.
