CC BY
47
ГЕНЕРАЦИЯ ВЫНУЖДЕННОГО ВУФ ИЗЛУЧЕНИЯ
Герасимов Г.Н., Халлин Р., Крылов Б.Е., Арнесен А.
Получение коротковолнового лазерного излучения (особенно непрерывного во времени) долгие годы остается целью многих исследователей. Инертные газы с их молекулярными спектроскопическими переходами в основное несвязанное состояние рассматривались как наиболее перспективный объект для целей создания активных сред лазеров, излучающих в коротковолновой области спектра, включая и вакуумную ультрафиолетовую область спектра (ВУФ). В работе Хоутерманса [1], опубликованной незадолго до создания первого лазера, впервые было предложено использовать такие переходы (на примере переходов в молекуле водорода) для получения вынужденного излучения. Было показано, что среды, содержащие молекулы с такими переходами (получившие название эксимерных) в широком диапазоне экспериментальных условий обладают отрицательным коэффициентом поглощения, т.е. являются усиливающими. В цитируемой работе было получено выражение для коэффициента усиления среды к.
к = АХ2ДЛ78лДуо. (1)
Здесь А - вероятность спонтанного перехода, X - длина волны перехода, Д^- инверсия населенности (разность заселенности верхнего и нижнего уровней). Для эксимерных сред с низкой газовой температурой эта величина практически равна заселенности возбужденного состояния. Ду0 - ширина контура спонтанного излучения усиливающей среды. Для эксимерных молекул инертных газов и водорода эти ширины обладают большой величиной, вплоть до нескольких тысяч см-1.
Из выражения (1) следует, что значение коэффициента усиления к на практике не может достигать величин, достаточных для эффективной генерации лазерного излучения, из-за широкой полосы собственной люминесценции Ду0. Автором работы [1] подчеркивалось, что указанное обстоятельство сильно ограничивает практическое использование эффекта усиления на таких переходах в реальных экспериментах. Для получения коэффициентов усиления, необходимых для практической реализации лазерного эффекта, требуются высокие концентрации возбужденных молекул. Увеличение интенсивности вынужденного излучения при этом должно как минимум компенсировать неизбежные потери излучения в объеме и на оптических элементах резонатора. Трудности достижения лазерной генерации возрастают, как это следует из (1), с переходом в коротковолновую область спектра. Тем не менее, благодаря усилиям Н.Г. Басова с сотрудниками [2] впервые удалось экспериментально получить импульсную лазерную генерацию в ВУФ области спектра на переходах димера ксенона Хе2*, на длине волны 172 нм. Последовавшие за работой [2] эксперименты других авторов [3-8] доказали принципиальную возможность получения генерации на спектроскопических переходах гомоядерных димеров криптона Кг2* (X =147 нм) и аргона Аг2* (X =126 нм).
Успехи, достигнутые в первых экспериментах, к сожалению, не нашли широкого развития. Анализ работы коротковолновых лазеров на эксимерных переходах, выполненный в публикации [9], на примере димера ксенона показал, что получение лазерного ВУФ излучения сопряжено с трудностями принципиального характера. Авторы обратили внимание на то, что для реализации инверсии, требуемой для практически реализуемой генерации в широкополосных спектрах эксимерных молекулах, необходима достаточно низкая газовая температура активной среды. Это требование входит в противоречие с неизбежностью работы с высокими плотностями энергии накачки для достижения необходимой концентрации возбужденных состояний. Подобные соображения привели к выводу, что получение эффективной генерации на эксимерных молекулах инертных газов затруднительно, а непрерывная во времени генерация на эксимерных молекулах инертных газов, излучающих в ВУФ области спектра, принципиально невозможна [10].
В настоящей публикации уточняется последнее утверждение. Предлагается другой подход к использованию усиливающих сред с широкой полосой собственной люминесценции, впервые экспериментально демонстрируется коэффициент непрерывного во времени усиления эксимерных сред, достаточный по своей величине для генерации коротковолнового лазерного излучения, включая и ВУФ диапазон.
Идея метода
В лазерной физике в последние годы получил широкое распространение метод генерации узкополосного лазерного излучения, получивший название «injection seeding», заключающийся в генерации лазерного излучения методом инжекции узкополосной «затравки» в оптический резонатор, содержащий широкополосную, однородно уширенную усиливающую среду. Характеризуя основные свойства метода, в работах [1116], представляющих собой наиболее полное и концентрированное изложение идеи и типичные способы его экспериментальной реализации, отмечается следующее.
Метод узкополосной затравки является способом контроля качества лазерного излучения. В частности, способом сужения полосы генерации лазерного излучения за счет введения в резонатор (извне или непосредственно в резонаторе) излучения с более узкой спектральной полосой по сравнению с полосой люминесценции активной среды. При этом лазерное излучение, развивающееся в резонаторе, практически копирует («mimic») спектр узкополосной затравки. Альтернативные способы получения узкополосного лазерного излучения, например, путем введения в резонатор узкополосных фильтров или путем выделения узкого частотного интервала после генерации мощного широкополосного излучения, и т.д., признаны менее эффективными и более затратными [11-16]. В цитируемых публикациях были сформулированы основные требования к качеству узкополосного излучения и активной среды, необходимые для получения эффекта, заключающегося в «перекачке» максимально большей доли излучения из широкой спектральной полосы в узкую лазерную полосу. Перечислим некоторые из требований.
1. Инжектируемое (или просвечивающее) излучение должно проходить сквозь усиливающую широкополосную среду, возможно более полно совпадая с ней геометрически.
2. Спектральная полоса излучения инжектируемого пучка должна перекрываться с полосой собственного спонтанного излучения усиливающей среды и быть уже ее.
3. Энергия просвечивающего излучения должна превышать энергию шумов спонтанного излучения усиливающей среды.
Помимо этих обязательных требований, указывается на ряд «желательных» условий для достижения возможно более эффективной узкополосной генерации усиливающей широкополосной средой за счет просвечивания резонатора узкополосным излучением. В частности, просвечивание резонатора необходимо начинать сразу же по мере роста инверсии и достижения положительного коэффициента усиления, не дожидаясь момента, когда инверсия станет достаточной для преодоления порога генерации широкополосной средой. В противном случае достичь желаемого эффекта будет значительно труднее, поскольку тогда просвечивающее узкополосное излучение должно обладать существенно большей мощностью, чтобы «победить» собственную генерацию среды.
Усиливающая среда должна обладать однородно либо квазиоднородно уширенным контуром (когда время «перемешивания» однородно уширенных контуров, составляющих весь спектр усиливающей среды, будет меньше времени их разрушения за счет излучения.).
Просвечивающее излучение может быть импульсным или непрерывным во времени. При импульсной инжекции длительность просвечивающего излучения будет дос-
таточной, если она обеспечивает двукратное прохождение света сквозь оптический резонатор.
Просвечивание может осуществляться как лазерным излучением, так и спонтанным, причем излучение может попадать в резонатор извне или зарождаться внутри него. Например, для инжекции может использоваться узкополосная люминесценция самого лазерного материала.
Не останавливаясь на остальных свойствах описываемого метода, укажем, что узкополосное излучение при прохождении среды будет усиливаться с большим темпом, чем собственное широкополосное излучение усиливающей среды.
Действительно, если через единицу площади инверсной среды с однородно уширенной спектральной шириной Ау0 проходит более узкополосное излучение Ау1 со спектральной плотностью ру, то величина мощности излучения на выходе из усиливающей среды будет состоять из двух величин: из падающего на среду излучения 10 = руАу1с и излучения, возникающего за счет вынужденных переходов, А1 = рхБА^Мг\Ь. В предположении отсутствия поглощения, а также пренебрегая собственным спонтанным излучением, на выходе усиливающей среды длиной Ь, а также полагая, что стимулированное излучение возникает в той же спектральной полосе, что и вынуждающее излучение Ау1, будем иметь:
I = руАу1С + ру БАМуЬ = 1о (1 + БАМуЬ/Ау1с) (Дж/с см2) Учитывая, что А / Б = , получаем:
I = 10 (1 + ААЛ^2Ь/8ЛАУ1). Здесь А и В - коэффициенты Эйнштейна для спонтанных и вынужденных переходов, с - скорость света. То есть, в первом приближении экспоненциальный множитель усиливающей среды кЬ оценивается величиной
к Ь = ААМ,2Ь/8лАу1.. (2)
Согласно (2), коэффициент усиления узкополосного излучения зависит от спектральной ширины просвечивающего излучения. В том случае, если оно будет обладать меньшей спектральной шириной по сравнению с собственной шириной инверсной среды, скорость его нарастания будет превышать скорость нарастания широкополосного собственного излучения. В конечном счете это приведет к погасанию широкополосного излучения (в резонаторе или в протяженной среде) и «перекачке» энергии в узкополосное излучение, повторяющее по своему спектральному составу контур узкополосной затравки.
Последнее утверждение и является ключевым в понимании сути предлагаемого метода. Основное отличие от 8ееёт§-метода состоит лишь в том, что в 8ееёт§-методе речь идет о генерирующих средах. В данном подходе предлагается использовать широкополосные инверсные газовые среды, обладающие низким коэффициентом усиления, в которых генерация лазерного излучения затруднена, а непрерывная во времени и вовсе невозможна.
Низкотемпературная плазма инертных газов, излучающая широкополосные ВУФ континуумы, а также плазма водорода, с ее континуумом в области 170-300 нм, являются примерами таких сред. Природа континуумов, условия их формирования из возбужденных атомов достоверно установлены [17]. ВУФ континуумы димеров инертных газов, как и континуум молекулы водорода, формируются за счет спектроскопических переходов из возбужденного связанного состояния в основное, несвязанное.
Спектроскопический переход из каждого колебательного состояния представляет собой однородно уширенный контур. При повышенных давлениях (как правило, более 500 Тор) скорость перемешивания заселенностей колебательных уровней достигает скорости их радиационного распада, и континуум в целом может рассматриваться как однородно уширенный.
Эксперимент
Работоспособность метода проверялась экспериментально для двух областей спектра: для области УФ диапазона (использовался известный континуум водорода) и для ВУФ диапазона (использовался континуум димера криптона).
В первом случае, когда просвечивалась среда, излучающая известный водородный континуум в области 170-300 нм, в качестве внешнего источника использовалось излучение второй гармоники аргонового ионного лазера (244-254 нм) или атомное излучение ртути (253.7 нм). При этом [18-21] основные требования метода узкополосной затравки выполнялись «автоматически». Разряд постоянного тока силой ~ 30 mA, содержащий возбужденные молекулы водорода, поджигался в капилляре диаметром 2-3 мм (в разных экспериментах использовались капилляры разных диаметров). При этом плазма равномерно заполняла объем капилляра, и с помощью системы диафрагм не представляло труда выделить луч, проходящий точно сквозь усиливающую среду.
Соотношение ширин спектров водородного континуума и лазерного излучения второй гармоники аргонового лазера по оценке авторов [18-20] было больше 104, а при использовании ртутной линии оно составляло величину порядка 104. Основные результаты и выводы из проведенных экспериментов в сжатой форме могут быть представлены следующим образом.
Проходящее сквозь водородную низкотемпературную плазму длиной 30 см узкополосное излучение усиливалось на десятки процентов. При использовании второй гармоники аргонового лазера в качестве узкополосной затравки разница в величине интенсивности узкополосного излучения при включенном водородном разряде и без него превышала 70 %. Она достигла более 40% ее первоначального значения при использовании ртутной лампы в качестве просвечивающего излучения. Многочисленные эксперименты показали, что коэффициент усиления находился в пределах 0.015-0.025 см-1.
Эксперименты с криптоновой плазмой, представляющей собой усиливающую среду в ближней вакуумной ультрафиолетовой области спектра (120-180 нм), были сложнее из-за особенностей ВУФ диапазона. В экспериментах в качестве источника узкополосного излучения использовался, узкополосный спектр гетероядерного димера KrXe* [22], локализованный вблизи максимума излучения димера криптона Kr2 .
Соотношение ширин континуума и полосы излучения гетероядерной молекулы составляло величину порядка 10 .
Спектральная плотность узкополосного излучения превышала плотность континуума по оценкам не менее чем в 100 раз.
Экспериментальная методика возбуждения такого спектра, все детали эксперимента, его результаты и интерпретация опубликованы ранее [23-26].
Интенсивность узкополосного спектра возрастает экспоненциально при увеличении длины разряда с коэффициентом 0.05-0.1 см-1. Мощность узкополосного излучения, измеренная разными методами, находится на уровне 10 мВт для разряда длиной 80 см [24-26].
Узкополосное излучение характеризуется угловой расходимостью порядка
-3
10 рад, в то время как угол раскрытия диаграммы направленности для излучения вне усиливающейся полосы оценивается величиной 4 10 рад.
Заключение и выводы
Таким образом, предложенный метод позволяет получать перестраиваемое вынужденное излучение в широком диапазоне длин волн, в пределах полосы люминесценции усиливающей среды. Этот метод является развитием известных методов «injection-locking» и «injection-seeding», хотя в данном случае его уместно назвать как «injection-
lasing», поскольку этим методом можно достичь эффективной генерации лазерного излучения, используя широкополосные усиливающие среды, в которых ранее генерация считалась невозможной.
Авторы благодарны физическому институту университета г.Упсала (Швеция), где были выполнены основные эксперименты, а также программе Visby (Швеция) за финансовую поддержку исследований.
Литература
1. F.G. Houtermans // Helv. Phys. Acta. 33, 933-940, (1960).
2. N.G. Basov, V.A. Danilichev, Yu.M. Popov, D.D. Khodkevich // JETP Lett. 12, 329-331, (1970).
3. H.A. Koehler, L.J. Ferderber, P.J. Ebert // Phys.Rev.A_9, 768, (1974)
4. P.J. Ebert, L.J. Ferderber, H.A.Koehler, R.W. Kuckuck, D.L. Redhead // IEEE.Quantum Electron., 10, 736, (1974).
5. W.A. Jonson, J.B. Gerardo // Proc. Conf. on Lasere Ingineering and Applications (N.Y., 1973, Р.29).
6. W.A. Jonson, J.B. Gerardo // J.Appl.Phys., 44, 4120, (1973).
7. J.B. Gerardo, W.A. Jonson // J.Appl.Phys., 45, 867, (1974).
8. P.W. Hoff, J.C. Swingle, C.K. Rhodes // Appl. Phys. Letts, 24, 488, (1974).
9. Тарасенко В.Ф., Яковленко С.И. // Квантовая электроника. 1997. Т. 24. № 12. С. 1145-1152.
10. Справочник по лазерам. / Под ред. А.М.Прохорова. Т. 1. М.: Советское радио, 1978.
11. Norman P. Barnes and James C.Norman // IEEE JQE, 29, N10, 2670-2683, (1993).
12. Irving J. Bigio and Michael Slatkine // IEEE JQE, 19, N9, 1426-1436, (1983).
13. J.Goldhar, J.Dickie, L.P.Bradley, and L.D.Pleasance // Appl.Phys. Lett., 31, N10, 677679, (1977).
14. Qiang Wang, Song Han, Li Yan, P.-T.Ho, Mark Dubinskii, Gary L. Wood, Bahram Zandi // IEEE JQE, 41,N9, 1168-1175, (2005).
15. David J.L.Birkin, E.U.Rafailov, W.Sibbett, and E.Avrutin // IEEE P.T.Lett., 13, N11, 1158-1160, (2001).
16. Edik U.Rafailov, David J.L.Birkin, Wilson Sibbett, and E.A.Avrutin // IEEE Journal on Selected Topics in Quantum Electronics// 7, N2, 287-292, (2001).
17. Г.Н.Герасимов, Б.Е. Крылов, А.В. Логинов, С.А. Щукин // УФН, 162, №5, 123-157, (1992).
18. G. Gerasimov, R. Hallin, M.Maleshin, F. Heijkenskjold, Kuhn T. // 29th EGAS Conference. Abstracts.- Berlin, 1997.-p.FRP081.
19. Герасимов Г.Н. // Оптический журнал. 2000. Т. 67. № 3. С. 3-7.
20. Герасимов Г.Н., Hallin R., Малешин М.Н., Heijkenskjold F., Kuhn T., Sundberg P. // Оптика и спектроскопия. 2002. Т. 92. №3. С. 521-527.
21. G.Gerasimov // Spectroscopy letters, 34, N2, 191-197, (2001).
22. Герасимов Г.Н. // УФН, 47, №2, 149-168, (2004).
23. Герасимов Г.Н., Крылов Б.Е., Халлин З., Морозов А.О., Арнесен А., Хайкеншельд Ф. // Опт и спектр. 2003. Т. 94. № 3. С. 374-383.
24. G.Gerasimov, R.Hallin, B.Krylov, A.Arnesen // 17th International conference on SPECTRAL LINE SHAPES, Paris -June 21-25, Р.21-28, (2004).
25. Герасимов Г.Н., Крылов Б.Е., Халлин З., Морозов А.О., Арнесен А., Хайкеншельд Ф. // Опт и спектр, 2002. Т. 92. № 2. С. 290-297.
26. Герасимов Г.Н., Крылов Б.Е., Hallin R., Arnesen A. // Опт и спектр. 2006. Т. 100. №6. С. 904-909.
