Научная статья на тему 'Обострение заднего фронта лазерного импульса, сжатого при ВРМБ'

Обострение заднего фронта лазерного импульса, сжатого при ВРМБ Текст научной статьи по специальности «Физика»

CC BY
138
26
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Аннотация научной статьи по физике, автор научной работы — А И. Ерохин, Е В. Логинов

Экспериментально исследована ВРМБ-компрессия импульса, инициированная двухчастотной стоксовой затравкой. Показано, что при разности частот затравочных волн 8v и длительности сжатого импульса т таких, что тби ~ 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 МанделъштамБриллюэновской (МБ) линии с образованием провала.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Текст научной работы на тему «Обострение заднего фронта лазерного импульса, сжатого при ВРМБ»

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.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.