Формирование пространственно-временной структуры излучения в мощных твердотельных лазерных системах

Во многих случаях использование методов линейной оптики, в том числе и даптивной, оказывается недостаточным для коррекции фазовых искажений, рисущих многоэлементным твердотельным лазерным системам, особенно аботающим в импульсно-периодическом режиме. В связи с этим весьма актуаль-ым является комплекс вопросов, решаемых в третьем разделе диссертации и асающихся применения эффекта обращения волнового фронта при вынужденном ассеянии Мандельштама-Бриллюэна (ВРМБ) и вынужденном комбинационном ассеянии (ВКР) для коррекции аберраций. К моменту начала исследований сам акт реализации ОВФ при ВРМБ был надежно установлен, но не был решен целый яд вопросов, касающихся возможностей и перспектив практического применения •ВФ при вынужденных рассеяниях в лазерных системах с высокими пиковой и редней мощностями излучения. В диссертации описывается целый, ряд методов ог оляющих оптимизировать и успешно применять ВРМБ и ВКР-зеркала в < т <�ых лазерах.

Эффективность использования «стандартных» методов контроля за (г.^тельными нелинейными эффектами резко снижается для твердотельных?. гых систем с субнаносекундной, и особенно пикосекуидной и фемтосекундной j «.ностями импульса, использующих принцип прямого усиления. Это обуслов-(сложностью подавления мелкомасштабной самофокусировки, являющейся (iHbiM ограничивающим пиковую мощность эффектом. В связи с этим ктуальным является рассмотрение в разделе 4 вопросов, относящихся к новой архитектуре твердотельных лазеров с компрессией импульса. В диссертации анализируются преимущества этого подхода в сравнении с классическим методом прямого усиления, и показывается его существенное преимущество для получения коротких и сверхкоротких импульсов большой интенсивности. Реализация новой архитектуры лазерных систем возможна лишь при использовании энергетически эффективных методов компрессии. В связи с этим весьма актуальными являются также исследованные в этом разделе методы компрессии с использованием ВРМБ, позволяющие эффективно преобразовывать длительность из наносекундного в субнаносекундный диапазон.

Наконец, актуальность заключительного раздела диссертации связана с необходимостью оптимизации параметров другого класса твердотельных лазеровлазеров с компрессией импульса, основанных на усилении и сжатии фазово-модули-рованных импульсов. Использование этих принципов, предложенное и экспериментально обоснованное в конце 1980;х годов Mourou с соавторами, позволило твердотельным лазерам совершить прорыв в область тераи даже петаваттных уровней пиковой мощности. Однако многие вопросы, связанные с получением высококонтрастных пико и фемтосекундных импульсов, серий сверхкоротких импульсов, масштабирования энергии пикосекундных лазерных систем были еще не исследованы. Кроме этих вопросов в данном разделе рассматриваются некоторые новые актуальные приложения сверхкоротких импульсов, связанные с дистанционным зондированием на удаленные расстояния, генерацией рентгеновского излучения и быстрых частиц в лазерной плазме.

Решение перечисленных выше задач является актуальным и имеет большое научное и практическое значение.

Цель работы

Настоящая работа посвящена идентификации и исследованию основных линейных и нелинейных эффектов, ограничивающих мощность и яркость излучения твердотельных лазерных систем, а также разработке и исследованию методов, позволяющих преодолеть эти ограничения с целью получения лазерных пучков с предельной мощностью и яркостью.

Эти исследования включают в себя:

• измерения характерных параметров нелинейных эффектов, протекающих в мощных лазерных системах, и их влияния на мощность и яркость излучения;

• исследование влияния дифракции и ее взаимосвязи с самофокусировкой излучения, как фактора, ограничивающего пиковую мощность и яркость излучения;

• разработку и исследование методов формирования пространственной структуры излучения, позволяющих получать максимальную яркость излучения в условиях развития ограничивающих линейных и нелинейных процессов;

• исследование методов подавления мелкомасштабной самофокусировки, как основного ограничивающего фактора в лазерах со сверхкороткой длительностью импульса;

• изучение эффекта обращения волнового фронта при ВРМБ и ВКР для получения лазерных пучков с предельной яркостью в мощных лазерных системах;

• сравнительный анализ лазерных систем прямого усиления и лазеров с компрессией импульса;

• разработку и исследование оптических схем компрессии импульсов при ВРМБ;

• исследование методов получения как одиночных, так и последовательностей пикосекундных лазерных импульсов большой мощности и высоким контрастом в лазерных системах с усилением и сжатием фазовомодулированных импульсов;

• исследование некоторых приложений мощных лазерных импульсов

Научная новизна работы

Научная новизна работы состоит в идентификации и экспериментальном исследовании линейных и нелинейных процессов, ограничивающих мощность и яркость излучения в твердотельных лазерах, а также в разработке и исследовании методов формирования пространственно-временной структуры излучения, позволивших подавить эти процессы и получить лазерные пучки с предельной яркостью з широком диапазоне изменения длительности импульса — от 2 пс до IQQ не. К числу полученных оригинальных результатов относятся:

1. Экспериментальное определение параметров насыщения усиления отечественных фосфатных неодимовых стекол, использованное для разработки модели усиления. Экспериментально показано, что плотность энергии насыщения в таких стеклах, определяемая, в частности, временем жизни нижнего лазерного уровня, снижается для импульсов короче 1 не. На примере неодимового стекла экспериментально продемонстрирована возможность съема более 90% энергии со спектрально неоднородно уширенной лазерной среды при использовании относительно длинных (30−100 не) узкополосных лазерных импульсов как в схеме прямого усиления, так и в многопроходовых схемах с использованием ОВФ-ВРМБ-зеркала.

2. Первая экспериментальная демонстрация возможности подавления мелкомасштабной самофокусировки с помощью оптических ретрансляторов.

3. Впервые экспериментально продемонстрированная возможность повышения порога мелкомасштабной самофокусировки в пространственно-неоднородных пучках с последующим восстановлением при использовании эффекта волнового фронта при ВРМБ. к Методы оптимизации стержневых лазерных усилителях большого диаметра D (до 10 см) на фосфатном неодимовом стекле для лазерных систем с высокой яркостью излучения с рекордными значениями коэффициента усиления, а (см" 1), определяемого эмпирической формулой, а (см" !) = 0.2ID «057. Путем численного расчета впервые определены предельные значения коэффициента усиления в стержневых усилителях, i. Впервые экспериментально обнаружен и интерпретирован эффект аподизации и пространственной фильтрации световых пучков при ВРМБ в условиях фокусировки излучения в объем рассеивающей среды.

6. Предложен и реализован оригинальный и простой метод ОВФ профилированных во времени лазерных импульсов с высокой пиковой мощностью. Показано, что при ВРМБ происходит существенное увеличение контраста и сокращение длительности таких импульсов.

7. Экспериментально показано, что в условиях развития четырехвол новых параметрических процессов при вынужденном комбинационном рассеянии (ВКР) возможно подавление попутного ВКР и эффективное (более 85% по фотонам) отражение излучения с обращением его волнового фронта.

8. Предложена новая архитектура твердотельных лазерных систем с высокой пиковой мощностью излучения, основанная на усилении относительно длинных лазерных импульсов с последующей их компрессией. На основе аналитических расчетов и модельных экспериментов показано существенное преимущество таких систем над системами с прямым усилением с точки зрения эффективности энергосъема, уменьшения апертуры усилителей, упрощения конструкции усилительных систем.

9. Предложена и реализована эффективная и масштабируемая по энергии схема компрессии импульсов при ВРМБ на основе последовательного усиления короткого и длинного лазерных импульсов с последующей перекачкой энергии из длинного импульса в короткий в ВРМБ-усилителе, работающем в подфокусированных или цилиндрически сфокусированных пучках.

10. Обнаружено, что интерференция чирпированных импульсов в регенеративном усилителе лазерных систем, использующих принцип усиления чирпированных импульсов, может служить одним из основных механизмов, ведущих к снижению контраста одиночных импульсов, получаемых в таких системах. Разработаны методы подавления этого механизма путем использования электрооптических устройств.

11. Предложен и экспериментально продемонстрирован новый метод получения существенной девиации частоты при нелинейной фазовой модуляции мощных сверхкоротких лазерных импульсов в периодической нелинейной среде, отдельные фрагменты которой разделены оптическими фильтрами-ретрансляторами, подавляющими мелкомасштабную самофокусировочную неустойчивость.

12. Предложен и экспериментально апробирован новый метод дальнометрии с использованием интерферометрии широкополосных фазовомодулированных лазерных импульсов. Показано, что этот метод позволяет с высокой точностью, ограничиваемой лишь шириной спектра импульсов, определять как расстояние, так и скорость до удаленных объектов при одновременном подавлении нелинейных эффектов в атмосфере.

Практическая значимость результатов работы

Практическая значимость результатов работы определяется разработкой и исследованием комплекса методов формирования пространственно-временной структуры лазерного излучения, позволивших получить мощность и яркость излучения, близкую к предельной для твердотельных лазерных систем в диапазоне длительностей импульса 1 пс- 100 не.

В процессе работы:

1. Разработаны методы формирования лазерных пучков с высоким коэффициентом заполнения апертуры усилителей в мощных лазерных системах, яркость излучения в которых ограничивается совместным действием линейных и нелинейных эффектов

2. Исследован комплекс методов подавления мелкомасштабной самофокусировки, включающий в себя пространственную фильтрацию излучения, использование круговой поляризации, применение оптических ретрансляторов.

3. Разработаны методы создания стержневых усилителей большого диаметра (до 100 мм) на неодимовом стекле с рекордными коэффициентами усиления.

4. Определены условия, при которых обращение волнового фронта при ВРМБ может успешно применяться для коррекции сложных фазовых аберраций в мощных лазерных системах.

5. Предложена новая архитектура твердотельных лазеров с компрессией импульсов при ВРМБ. Исследована масштабируемая по эиергии схема сжатия импульсов при ВРМБ.

6. Разработаны методы формирования как одиночных, так и последовательности импульсов с высоким контрастом в мощной пикосекундной лазерной системе с усилением фазовомодулированных импульсов.

7. Предложен и экспериментально апробирован метод интерферометрии чирпиро-ванных импульсов для дальнометрии удаленных объектов.

Полученные результаты были использованы при разработке и создании ряда мощных лазерных систем в ГОИ им. С. И. Вавилова и в НИИ Лазерной физики.

Основные положения, выносимые на защиту:

Основные результаты работы, сформулированы в защищаемых положениях:

1. Оптический пробой, мелкомасштабная самофокусировка и ВРМБ являются основными нелинейными эффектами, ограничивающими пиковую мощность и яркость излучения мощных твердотельных лазеров на неодимовом стекле в зависимости от длительности и формы импульса для длительностей менее 100 не.

2. Использование фазовых эффектов позволяет существенно подавить мелкомасштабную самофокусировку в лазерных усилительных системах с помощью оптических ретрансляторов — пространственных фильтров при существенном расширении угловой полосы пропускания последних.

Использование комплекса методов, таких как подбор концентрации неодима, оптимизация осветителя, подавления усиленной суперлюминесценции и генерации паразитных мод позволил разработать и создать лазерные усилители на фосфатном неодимовом стекле с диаметром активного элемента D до 10 см, коэффициентом усиления, определяемым соотношением а (сш" ')= 0.2Ш «°'5?, при неравномерности последнего по сечению не более J 5%. В фосфатном лазерном неодимовом стекле возможен энергосъем более 90% запасенной энергии узкополосным лазерным импульсом.

5. При ВРМБ сфокусированных пучков возможны зависящие от превышени порога вынужденного рассеяния эффекты аподизации и пространственно фильтрации, приводящие к изменению пространственной структурь отраженного пучка по сравнению с падающим.

6. Возможно эффективное отражение мощного короткого лазерного импульса обращением его волнового фронта от гиперзвуковой голограммы сформированной маломощным предимпульсом, входящим в состав мощног импульса.

7. Максимальная энергия наносекундного лазерного импульса, отражаемог ВРМБ-зеркалом, может быть существенно (>10 раз) увеличена пр использовании схемы ВРМБ-генератор-усилитель.

8. Архитектура построения лазерных систем на неодимовом стекле с компрессие импульса имеет существенные преимущества с точки зрения энергосъема стоимостной эффективности по сравнению с «классической» архитектурой основанной на прямом усилении, для импульсов длительностью менее 1−3 не.

9. В квазипериодической системе, состоящей из кубичных нелинейны элементов, разделенных пространственными фильтрами-ретрансляторами возможно существенное уширение спектра излучения в результате его самовоз действия при одновременном подавлении мелкомасштабной самофокусировки.

10. Интерференция чирпированных импульсов может быть использована дл точного измерения расстояний и скоростей удаленных объектов.

Полученные при выполнении настоящей работы результаты внесл существенный вклад в формирование и развитие физики мощных твердотельны лазеров с предельными значениями интенсивности и яркости излучения.

Личный вклад автора.

Идеи всех исследований и методы измерений были предложены автором. Концепция новой архитектуры твердотельных лазерных систем с компрессиеГ импульса предложена автором. Все эксперименты, результаты которых включены диссертацию, были выполнены лично автором, либо под руководством и при непосредственном участии автора. Анализ и интерпретация полученных результато: проведена автором. Подготовка материалов к опубликованию проводилась автором.

Проведенные лично Яшиным В. Е. или при его участии экспериментальны! исследования, а также вклад в их интерпретацию дают ему неоспоримое право использовать полученные результаты в диссертации.

Научные результаты, опубликованные в ведущих научных журналах, в том числе в виде научных обзоров, и доложенные на 30 национальных и международных конференциях, широко известны и цитируются в печати. От неоднократно обсуждались на научных семинарах ведущих исследовательских центров страны и за рубежом: ФИРАН, ИОФРАН, ИПФ РАН, Ливерморская национальная лаборатория, Hughes Research Laboratories. Значительная част! результатов изложена в книге А. А. Мак, Л. Н. Соме, В. А. Фромзель, В. Е. Яшин, «Лазеры на неодимовом стекле», М., Наука, 1991 г.

Апробация работы.

Результаты работы докладывались на Всесоюзных конференциях по Когерентной и Нелинейной Оптике (КиНО-VIII, Тбилиси, 1976; КиНО-IX, Ленинград, 1978; КиНО-ХШ, Москва, 1985; КиНО-XIV, Санкт-Петербург, 1995)), IX Всесоюзных и Международных конференциях «Оптика лазеров» (Ленинград, 1977, 1979, 1981, 1983, 1986, 1990; Санкт-Петербург, 1993, 1995, 1998, 2000), Всесоюзной конференции «Проблемы управления параметрами лазерного излучения» (Ташкент, 1978), 7-й Вавиловской конференции по нелинейной оптике (Новосибирск, 1982), 9-м Всесоюзном симпозиуме по распространению и дифракции волн (Тбилиси, 1985), 7-й Всесоюзной конференции по взаимодействию излучения с веществом (Ленинград, 1988), 9-й Международной конференции по взаимодействию излучения с веществом (Санкт-Петербург, 1996), 1-й и 2-й Всесоюзных конференциях «Обращение волнового фронта излучения в нелинейных средах» (Минск, 1986, 1990), 2-й Всесоюзной конференции «Импульсные источники-энергии» (Москва. 1985), Conferences on Lasers and Electro-Optics (CLEO-1991, BaltimoreCLEO-1992, AnahaimCLEO-1993, Baltimore), Second Europian Conference on Laser and Electro-Optics (ECLEO-1996, Gamburg), IX International symposium «Ultrafast processes in Spectroscopy» (Trieste, 1995), IAEA Technical Committees meeting on drivers for Inertial Confinement Fusion (Osaka, 1992; Paris, 1995), International conferences «Solid-State Lasers for Application to Inertial Confinement Fusion (Monterey, 1995; Paris, 1996; Monterey, 1998), International workshop «Laser Physics’YPrague. 1997), International conference «Photonics West» (San Jose, 1998), First International AIP Conference «Superstrong fields in plasmas (Varenna, 1998), 51-х чтениях им. академика Д. С. Рождественского (Санкт-Петербург, 1998 г.)

Публикации

Основные результаты диссертации изложены в 83 опубликованных автором абог. Из них 59 статей в реферируемых отечественных и международных: урналах, 19 докладов национальных и международных конференций, 2 Авторских 'видетельства. Список основных работ автора приведен в конце диссертации.

Основное содержание работы

Диссертация состоит из пяти разделов и заключения, содержание которых зложено ниже.

1. ПРОЦЕССЫ, ОГРАНИЧИВАЮЩИЕ МОЩНОСТЬ И ЯРКОСТЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРНЫХ СИСТЕМ.

Основными параметрами излучения мощных лазерных систем являются полная мощность излучения Р, его интенсивность I и яркость В^.

Л — 47

CD где 9 — угловая расходимость

В твердотельных лазерах с короткой и сверхкороткой длительностью импульса ограничение пиковой мощности и яркости их излучения связано с совместным действием дифракции и нелинейных процессов, зависящих от интенсивности света. Исследование этих процессов, их взаимосвязь и влияние на параметры лазерного излучения и является целью данного раздела. В качестве объекта исследования были выбраны лазеры на неодимовом стекле, как наиболее мощные представители класса твердотельных лазеров.

1.1.Дифракция пучков в лазерных системах [2,16,17,40}.

Максимальная мощность и яркость излучения в мощных лазерных системах достигается при прямоугольном распределении интенсивности, обладающим максимальным коэффициентом заполнения апертуры усилителей и других оптических элементов. Однако, мощные лазерные системы, состоящие из большого числа лазерных усилителей и других сопутствующих оптических элементов имеют, как правило, большую длину оптического тракта L, что приводит к сильному изменению числа Френеля N = a2/L (а — радиус лазерного пучка, X — длина волны) по длине усилительной системы. Это, в свою очередь, влечет появление сильных флуктуаций интенсивности по сечению пучка в процессе усиления первоначально сформированного пучка с прямоугольным распределением интенсивности. В предельном случае для осесимметричных пучков максимальная интенсивность может превышать среднюю в 4 раза, что, естественно, снижает допустимый уровень средней интенсивности (а значит и съем энергии) в лазерной системе из-за возможного пробоя оптической среды усилителей или других оптических элементов.

Дифракционная модуляция интенсивности опасна еще и тем, что дифракционные возмущения, попадая в полосу самофокусировочной неустойчивости, начинают нарастать экспоненциальным образом, приводя к появлению оптического пробоя в виде концентрических треков самофокусировки в объеме стекла. Для коллимированного лазерного пучка это происходит на характерной длине L, определяемой соотношением р л0−5 I

2)

Величину дифракционных возмущений можно существенно уменьшить аподизацией лазерных пучков. Грубая оценка необходимой степени аподизации 4 = Аа/а (а — радиус формирующей пучок диафрагмы, А, а — размер зоны перехода от максимальной интенсивности к минимальной) следует из условия размытия границ зон Френеля: Е, > (2N)~ Более точные значения необходимой степени аподизации были получены при численном расчете распространения аподизированных пучков по лазерной усилительной системе. В качестве критерия необходимой степени аподизации использована величина допустимой модуляции интенсивности в зависимости от числа Френеля. Для малых чисел Френеля, т. е. больших длин распространения возникает необходимость во все более гладких пучках, которые не обеспечивают требуемый для эффективного энергосъема в усилителях высокий коэффициент заполнения их апертуры излучением.

Таким образом, как показал анализ, основанный на расчетах и наблюдениях характера разрушений в мощных лазерных системах, дифракция излучения может служить серьезным фактором, ограничивающим пиковую мощность импульсов з лазерных системах.

1.2.0птический пробой [43,50,52,54,55,63].

Оптический пробой, являющийся сам по себе сложным физическим эффектом (см., например, [1*]), может ограничивать мощность излучения как самостоятельное явление, так и может быть следствием тех или иных нелинейных эффектов, приводящих к концентрации мощности (самофокусировка) или возбуждению разрушающих среду процессов (например, генерация гиперзвука при ВРМБ). С целью определения роли «чистого» пробоя материалов, используемых в мощных твердотельных лазерах, нами были измерены пороги разрушения некоторых промышленных лазерных неодимовых стекол и оптических покрытий.

Из-за того, что измерения проводились в очень широком диапазоне изменения длительности импульса (от 3 пс до 100 не) для проведения измерений использовались различные лазерные установки на неодимовом стекле, обладающие, ем не менее, общими особенностями. Лазерные импульсы были спектрально-граниченными, т. е. не имели внутренней амплитудной модуляции. Размер пятна блучения на образцах был достаточно большим (около 0.8−1 мм), чтобы избежать азмерной зависимости порога пробоя, которая при таких пятнах облучения уже асыщается. Распределение интенсивности в зоне облучения было близко к ауссовскому, что обеспечивалось длиннофокусной фокусировкой лазерных пучков, а образец. В качестве пробойной плотности энергии бралась максимальная лотность энергии в пучке, при которой на поверхности или в объеме образца аблюдались видимые в микроскоп дефекты, наводимые излучением.

Результаты измерений для лазерных стекол и оптических покрытий риведены соответственно в таблице 1. Сравнение данных показывает, что если для тносительно длинных лазерных импульсов зависимость плотности энергии пробоя довлетворительно следует корневому закону, хотя и отличается от него, то для верхкоротких импульсов отличие значительно более сильное. Это указывает на мену механизма разрушения для этих импульсов и согласуется с измерениями ругих авторов [2*]. Для фосфатного неодимового стекла ГЛС-22 порог разрушения объема существенно ниже порога разрушения поверхности, тогда как для силикатных стекол ситуация обратная. Это, по всей видимости, обусловлено включениями в стекле ГЛС-22.

Среди оптических покрытий, наносимых методом электронно-лучевого напыления, наибольшей стойкостью обладают высокоотражающие зеркала. Просветляющие покрытия, нанесенные этим же методом, обладают существенно меньшим порогом пробоя. Так называемые «градиентные» просветляющие слои, получаемые методом выщелачивания поверхности стекла, имеют более высокие пороги разрушения, что, по-видимому, связано с улучшением поверхностной микроструктуры стекла в процессе обработки.

Таблица 1. Пороги разрушения поверхностей и объемов (./.) некоторых стекол и оптических покрытий.

Образец Пороговая плотность энергии Дж/см2

3 пс Г 0,3 не 1,2 не 30 не 50 нс 150 не

Стандартное электронно-лучевое просветляющее покрытие на основе системы HfCb/Si02 8 15 60 81

Стандартное электронно-лучевое высокоотражающее зеркало на основе системы слоев HffVSiCh 10 20 60 90

Градиентное" просветляющее покрытие 10 19 70

Поверхность стекла К-8 8 33 34 120 160

Фосфатное неодимовое стекло ГЛС-22 15 90/12 190/25

Фосфатное неодимовое стекло ОПС-1242 350/130

Силикатное неодимовое стекло ГЛС-1 55/74 100/126

Силикатное неодимовое стекло ГЛС-б 60/69 115/145

Для различных расчетных моделей необходимо иметь аналитическую пусть даже эмпирическую зависимость пороговой плотности энергии пробоя как функции длительности импульса. Наиболее подходящей для этой цели является степенная зависимость вида W = Atp, где плотность энергии измеряется в Дж/см2, а длительность импульса t в наносекундах. Постоянные Акр определяются экстраполяцией экспериментальных измерений порогов пробоя для конкретных материалов и покрытий.

Рабочие плотности энергии, естественно, должны быть существенно ниже пороговых плотностей разрушения. Величина уменьшения рабочей плотности энергии первую очередь зависит от коэффициента заполнения апертуры лазерных пучков излучением, а также возможными флуктуациями интенсивности, возникающими, например, при мелкомасштабной самофокусировке. Учет этих факторов приводит, как правило, к необходимости 2−3-х кратного снижения рабочей плотности энергии по сравнению с разрушающими значениями. Это, в свою очередь, ведет к существенной потере эффективности съема энергии, особенно для такой среды как неодимовое стекло, обладающее большими значениями плотности энергии насыщения Ws (см. далее параграф 1.5.).

Плотности энергии пробоя в общем случае зависят не только от длительности, но и от формы лазерного импульса. Для определения этой зависимости был проведен расчет роста температуры тонкого поглощающего слоя на поверхности стекла с помощью численного расчета уравнения термодиффузии. Такая модель, на наш взгляд, достаточно адекватна тепловому механизму разрушения, а максимальная достижимая во времени для данного импульса температура может служить критерием порога пробоя на поглощающих включениях.

Результаты расчетов для импульсов различной формы показали, что максимальная температура для импульсов различной формы может отличаться до 2 раз. Наибольший рост температуры давал высококонтрастный гауссовский импульс, а наименьший — импульс с крутым передним фронтом и задним фронтом, изменяющимся по закону t~lQ. Этот факт необходимо учитывать в лазерных системах, работающих с профилированными лазерными импульсами. Типичным примером таких лазеров являются лазерные системы, используемые для исследований в области инерциального термоядерного синтеза.

1.3. Самовоздействие [5,16,22,40,43].

Самовоздействке лазерных пучков, включающее в себя эффекты самофокусировки (или самодефокусировки) и фазовой самомодуляцией проявляются и кубичных нелинейных средах, к которым относятся практически все оптические среды, включая и лазерные. Эффект самофокусировки оказывает исключительно важное влияние на параметры мощных лазеров с короткой и сверхкороткой длительностью импульса. Для мощных лазерных систем особенно опасна мелкомасштабная самофокусировка, заключающаяся в неустойчивости лазерных пучков относительно мелкомасштабных возмущений интенсивности. Эта еустойчквость, объясненная в работе В. И. Беспалова и В. И. Таланова [3*], риводит к тому, что интенсивность в мелкомасштабных возмущениях нарастает плоть до пробоя оптической среды, имеющих вид очень тонких нитей амофокусировки. Присутствие таких разрушений в мощных лазерных усилителях, также сопровождающее их сверхуширение спектра усиливаемого импульса было адежно зарегистрировано в конце 1960 — начале 1970 гг. Тем не менее, несмотря на ти разрушения, в некоторых работах заявлялось о получении рекордных яркостей злучения, что подразумевало слабое влияния самофокусировки на угловую асходимость выходного излучения. В этих условиях было необходимо проведение кспериментальных исследований такого влияния и выработки критериев, озволяющих оценивать и прогнозировать развитие мелкомасштабной амофокусировки.

Один из результатов таких исследований, сделанных в середине 1970;х годов, риведен на рис. 1, где даны результаты измерения относительной доли энергии ,/Е, содержащейся в угле <�р, близком к дифракционному (Е — полная энергия на ыходе усилителя) в зависимости от так называемого интеграла распада В, редставляющего собой инкремент нарастания мелкомасштабных возмущений = 0.5 1п (/оиДп), где /ои, и ], г — интенсивности мелкомасштабных возмущений на входе и выходе усилителя. Для сплошной нелинейной среды выражение для В описывается хорошо известным соотношением (в единицах СГСЕ): где п и п2 — линейный и нелинейный показатели преломления среды длиной LД и с

Рис. 1. Зависимость относительной яркости излучения на выходе стержня из неодимового стекла ГЛС-1 длиной 260 мм (1), 10-ти дисков (2), стержня из стекла FJIC-22 (3) от интеграла распада В.

Из рисунка видно, что доля энергии, содержащаяся в дифракционном угле стремительно падает при В > 3, т. е. дальнейшее усиление пучка становится по существу не только бессмысленным, но и вредным из-за разрушения оптических элементов.

Следует отметить, что интеграл распада является важным, но не единственным параметром, описывающим мелкомасштабную самофокусировку. Другой важной характеристикой является вид полосы самофокусировочной неустойчивости, т. е. зависимость инкремента нарастания или коэффициента передачи неустойчивостей от их пространственной частоты. В реальных лазерных миогоэлементных усилительных системах вид спектра самофокусировочной неустойчивости имеет сложный характер и требует для своего расчета привлечения численных методов. Однако, без принятия специальных мер подавления самофокусировки это приводит только к смещению максимума (или максимумов) спектра самофокусировочной неустойчивости, не уменьшая максимального значения инкремента.

Поскольку интенсивность в наиболее неустойчивых мелкомасштабных филаментах на первом линейном этапе растет экспоненциально / = /о ехр (2В), максимально допустимое значение В, хотя и зависит от уровня начальных возмущений 10, определяемых «чистотой» элементов лазерной системы, но эта зависимость довольно слабая. В результате многочисленных экспериментов, как наших, так и других авторов было определено, что Лгпах= 2-^4. Так как длина усилителей L, задаваемая необходимостью получения необходимого уровня интенсивности, фиксирована, такое ограничение инкремента приводит к сильному ограничению уровня интенсивности и мощности излучения, особенно в многоэлементных лазерных системах

— длина волны и скорость света в вакууме.

1.4. Вынужденное рассеяние Манделыитама-Бриллюэна [43,50].

Излучение, рассеянное на гиперзвуковых колебаниях в нелинейной среде в результате вынужденного рассеяния Манделынтама-Бриллюэна (ВРМБ), начинает заметно нарастать и отбирать энергию от излучения накачки при превышении некоторого порога, определяемого в общем нестационарном случае пороговым инкрементом G,/:

G"=2j2GstpHg ~2tp/zg = G, h (4) где tp — длительность лазерного импульса, xg — время релаксации гиперзвуковых колебаний, G$- инкремент в стационарном режиме, когда tp> Ggzjl. Для коллими-рованных и для сфокусированных одномодовых пучков выражения для Gs имеют следующий вид:

Gs=gIL (5а)

Gs=gkP (56) где g — локальный инкремент (коэффициент усиления), имеющий размерность Вт/см, 1- интенсивность излучения, L — длина рассеивающей среды, к — волновое число излучения накачки, Р — мощность накачки.

Измерение порогов ВРМБ в лазерных стеклах производилось как в условиях фокусировки излучения в объем образцов, так и в коллимированных пучках. Для этого использовались спектрально-ограниченные достаточно мощные импульсм лазеров на неодимовом стекле длительностью 30 не и 150 не соответственно. Использование различных длительностей импульса позволило сравнить Бриллюэновские коэффициенты усиления в стационарном режиме (для 150 не) и в квазистационарном режиме (для 30 не), поскольку время релаксации гиперзвука тгв стеклах составляет примерно 10 не.

Результаты соответствующих измерений g приведены в таблице 2. Используя измеренные значения g были промоделированы возможности возбуждения ВРМБ в процессе усиления мощных лазерных импульсов в лазерных усилителях на неодимовом стекле. Результаты моделирования, приведенные в таблице 3, показывают, что порог ВРМБ в усилителях существенно превышен при значениях плотности энергии меньших порога оптического пробоя. Это означает существенную роль ВРМБ в ограничении мощности относительно длинных лазерных импульсов.

Таблица.2. Частотные сдвиги и погонные инкременты ВРМБ в лазерных стеклах для 30/150 не лазерных импульсов.

Стекло Скорость звука, м/с Стоксов сдвиг частоты, МГц Погонный инкремент, см/ГВт

ГЛС-22 4545 13 670 1,5/1,2

ГЛС-1 1,2/2,2

ГЛС-6 5070 14 800 2

Кроме ВРМБ в стекле могут потенциально развиваться и другие виды рассеяния, например, ВКР. Однако, проведенные с использованием дисперсионных призм измерения не показали присутствия Стоксовой компоненты ВКР при всех уровнях входной энергии как для длинных, так и для коротких импульсов. Эти данные также коррелируют с данными работы [4*], где ВКР в стекле возбуждалось только в присутствие самофокусировки.

1.5.Насыщение усиления [34]

Насыщение усиления активных сред является в некотором смысле «предельным» механизмом, ограничивающим энергию лазерных систем. Поэтому знание параметров этого механизма безусловно важно для прогнозирования характеристик твердотельных лазеров. В большинстве кристаллических активных лазерных сред, таких как Nd: YAG, Nd: YLF, Nd: GGG Nd: YalOj и др., линия люминесценции уширена однородна и для расчета усиления можно с хорошей точностью применять скоростные уравнения баланса, следствием которых при пренебрежении потерями является формула Франца-Нодвика, связывающая выходную Woutw входную Win плотности энергии:

W0Ut=Wsml 1 + -1)] здесь а-коэффициент усиления на слабом сигнале, Ws = hv/u — плотность энергии насыщения для четырехуровневых активных сред, hv — энергия лазерного кванта, о — поперечное сечение вынужденного излучения.

В лазерных неодимовых стеклах линия люминесценции уширена неоднородно, что делает в принципе неадекватным прямое использование данного подхода. Прямой расчет с учетом всех Штарковских компонент практически невозможен из-за неопределенности спектроскопических констант. В этой связи для практического расчета процесса усиления в лазерных стеклах можно использовать формулу Франца-Нодвика с модифицированной плотностью энергии насыщения:

Ws = khvh (7) где поправочный коэффициент к учитывает неоднородность уширения линии люминесценции, а также время жизни нижнего лазерного уровня 41!½. Последнее обстоятельство важно для усиления коротких лазерных импульсов длительностью tp< 1нс. Кроме того, в лазерных стеклах сама плотность энергии насыщения в рамках рассматриваемой модели может являться функцией плотности энергии.

Проведенные исследования на примере отечественных фосфатных неодимовых стекол ГЛС-22 и ОПС-ЗЮ6 показали правомерность такого подхода описания усиления и позволили определить необходимые параметры. Так, для этих стекол были определены плотности энергии насыщения Ws (Дж/см2), описываемые эмпирическими выражениями для ОПС-3106 и ГЛС-22 соответственно:

Ws=2.9l + 0.45 lnJV0lll (8а)

Ws = 3.21 + 0.42 nW0Ut (86)

Если подставить средние значения fVs в формулу для плотности энергии

50 ^ 20 2 насыщения, взяв значения 0=3,7×10″ «см» и 3*10″ см для стекол ОПС-ЗЮ6 и ГЛС-22, то для обоих стекол коэффициент к оказывается практически одинаковым:

6) к = 0,62−0,65. Эти значения к довольно сильно отличаются от соответствующих значений для зарубежных фосфатных стекол (&" 0,85) [5*].

На рис. 2 приведены измеренная зависимость плотности энергии насыщения Ws от длительности лазерного импульса для выходной плотности энергии Wou, я 4 Дж/см2 (максимально допустимая плотность энергии для tp = 0,3 не).

Щ, Дж/см2

3,5

3,0 2,5

0,3 0,5

30 Х&bdquo-, НС

Рис. 2. Зависимость плотности энергии насыщения от длительности лазерного импульса при WOM — 3−4 Дж/см" для лазерных стекол ОПС-ЗЮ6 (темные точки) и ГЛС-21 (светлые)

Видно, что при изменении tp от 1,2 до 0,3 не Ws уменьшается примерно в 1,16 раза. Такое изменение может быть вызвано как конечностью времени жизни нижнего рабочего уровня и связанным с этим переходом от четырехуровневой к трехуровневой схеме работы, так и быстрой бесстолкновительной релаксацией ионов неодима по Штарковским компонентам уровня 41ц/2- Однако, вне зависимости от причины сам факт изменения Ws необходимо учитывать в модели усиления для лазеров с короткой длительностью импульса.

Важным является вопрос о степени съема инверсии в спектрально неоднородно-уширенных лазерных средах узкополосным лазерным излучением. Дело в том, что узкополосное лазерное излучение может в принципе эффективно взаимодействовать только с одной или несколькими Штарковскими компонентами, составляющими спектральную линию, приводя к выжиганию провалов в контуре усиления, снижающим тем самым эффективность энергосъема с усиливающей среды длиной L:

Однако, несмотря на такую возможность выжигания провалов, проведенные измерения показали, что в фосфатном неодимовом стекле FJIC-22 можно достичь эффективности энергосъема более 90% при плотности энергии Wou, ~ 30 Дж/см2. Эти же измерения продемонстрировали также, что высокая (> 60%) эффективность энергосъема достижима и в силикатных неодимовых стеклах ГЛС-1 и ГЛС-6, обладающих существенно большей степенью неоднородности уширения по сравнению с фосфатными стеклами.

Итак, проведенные исследования показали, что для мощных лазерных систем с относительно короткой длительностью импульса ограничение выходной мощности обусловлено раздельным или совместным действием четырех нелинейных процессов: оптического пробоя, мелкомасштабной самофокусировки,

ВРМБ и насыщения усиления. Для длительностей tp< 1 не наиболее существенное влияние оказывает самофокусировка, для tp> 5 не — оптический пробой, а для /р>30нс — ВРМБ и насыщение усиления. При этом наибольшая эффективность энергосъема при меньшей апертуре усилительных каскадов достигается при более длинных лазерных импульсах. Это наглядно демонстрируют результаты численного расчета модельных усилителей на неодимовом стекле, приведенные в таблице 3. Из приведенных данных следует что при выходной плотности энергии Wou,= 50 Дж/см2 и длительности импульса 150 не как в фосфатных, так и силикатных неодимовых стеклах достигается высокая (>60%) эффективность энергосъема при разных, естественно, входных плотностях энергии. Значения интеграла распада Втгх не выходят за пределы допустимых значений (В = 2−4), хотя для фосфатных стекол они выше, что является следствием глубокого насыщения. Этот же эффект приводит к высоким инкрементам ВРМБ, превышающим пороговые значения. Расчеты также показывают, что для формирования импульсов требуемой формы (в данном случае прямоугольной) в высокоусиливающих средах, таких как фосфатные стекла, требуется формирование значительно более контрастного входного импульса, что является достаточно сложной технической задачей.

Таблица 3 Характеристики усилителей на основе неодимовых стекол различного состава при плотности энергии выходного импульса 50 Дж/см2 и коэффициенте усиления на слабом сигнале 0,05 см" !

Стекло Длина, см Интеграл распада Инкремент ВРМБ Эффективность энергосъема,% Плотность входной энергии, Дж/см2 Контраст входного импульса

ГЛС-22 200 1,51 45,3 74,4 3,51 8000

ОПС-1242 247 1,28 61,6 75,3 2,93 80 000

ГЛС-1 120 0,82 88,5 70,2 6,08 140

ГЛС-6 67 0,247 т> Z. D 11,1 13,5

Результаты проведенных исследований могут быть использованы для анализа возможности возбуждения тех или иных нелинейных процессов и расчета усиления и энергосъема в мощных лазерных усилительных системах.

2. ЛАЗЕРНЫЕ СИСТЕМЫ ПРЯМОГО УСИЛЕНИЯ: МЕТОДЫ ФОРМИРОВАНИЯ ЛАЗЕРНЫХ ПУЧКОВ С ВЫСОКОЙ ЯРКОСТЬЮ ИЗЛУЧЕНИЯ.

Под лазерными системами прямого усиления здесь понимаются лазерные усилительные системы, в которых импульс не испытывает значительных изменений своей длительности и формы в процессе усиления. Методы формирования лазерных пучков в таких системах нацелены на подавление или компенсацию тех линейных и нелинейных эффектов, которые обсуждались в первом разделе.

2.1. Методы формирования пространственной структуры лазерных пучков (1,2,16,17].

Задача формирования пространственной структуры излучения в мощных твердотельных лазерных системах носит двойственный характер. С одной стороны, для эффективного усиления световые лучки должны иметь распределение интенсивности, близкое к прямоугольному с большим фактором заполнения апертуры усилителей. С другой стороны, дифракционные эффекты на больших трассах распространения сильно искажают начальное прямоугольное распределение и увеличивают отношение пиковой мощности к средней. В лазерных системах большого размера, мощность которых ограничивается самофокусировкой, Френелевские дифракционные кольца служат затравочными возмущениями, увлекаемыми самофокусировочной неустойчивостью. Все это на раннем этапе создания мощных твердотельных лазерных систем заставило отказаться от применения «жестких» диафрагм и формировать пространственный профиль пучков аподизирующими апертурами на основе компромисса между требованиями максимально возможного коэффициента заполнения апертуры и ограничениями со стороны оптического пробоя и самофокусировки.

Существуют различные способы создания аподизирующих апертур. В диссертации рассмотрены некоторые из них. Наряду с простейшей аподизирующей апертурой — зубчатой диафрагмой исследовались также апертуры, изготовленные методом формообразования и спекания и основанные на неоднородном по сечснию вращении плоскости поляризации в кристаллическом кварце или ячейке Поккельса с неоднородным электрическим полем. Такие фазовращающие устройства должны использоваться с тонкопленочными интерференционными поляризаторами, исследованными ранее.

Для того, чтобы дифракционные возмущения от «жесткой» апертуры не попадали в полосу самофокусировочной неустойчивости необходимо выполнение условия, примерно задаваемого формулой (2). Действительно, как показали результаты специально проведенных экспериментов, если формирующая «жесткая» диафрагма расположена близко от усилителя, то она обеспечивает примерно такую же яркость излучения, как и аподизирующая диафрагма. Поэтому для использования в усилительном тракте мощных лазерных систем пучков с большим коэффициентом заполнения апертуры, формируемых «жесткой» апертурой необходимо применение оптических ретрансляторов — пар софокусных линз, обеспечивающих малую эффективную длину усилительной системы: где F и F2 — фокусные расстояния линз ретранслятора, L — расстояние от формирующей апертуры или плоскости передачи ее изображения до первой линзы, L2-расстояние от второй линзы до плоскости наблюдения. Присутствие второго члена в правой части этого выражения обеспечивает возможность сделать очень малой или даже нулевой, что и необходимо для подавления дифракционных выбросов в ближней зоне дифракции Френеля Оптические ретрансляторы как правило выполняют в усилительной системе и другие функции — согласовывают апертуры

10) усилительных каскадов, расширяя на них пучки, осуществляют пространственную фильтрацию излучения, рассмотренную в следующем параграфе.

2.2. Методы подавления самофокусировки в лазерных усилительных системах: пространственная фильтрация, ретрансляция, круговая поляризация [5,7,9,11,16,22,40,43,82].

Мелкомасштабная самофокусировка излучения является основным механизмом, ограничивающим мощность субнаносекундных, пикосекундных и фемтосекундных лазерных систем. Поэтому безусловно актуальной являлась проблема разработки методов ее подавления. Эти методы основаны на различных принципах, рассмотренных далее.

2.2.1, Устранение затравочных мелкомасштабных возмущений.

Пространственная фильтрация мелкомасштабных возмущений использует принцип последовательного удаления из лазерного пучка мелкомасштабных возмущений, нарастающих в результате самофокусировки. Такое удаление осуществляется в дальней зоне дифракции, т. е. в фокусе первой линзы пространственного фильтра диафрагмой диаметром d и угловым размером d/F. Основной задачей в оптимизации пространственной фильтрации излучения является выбор наиболее оптимальной угловой полосы пропускания пространственного фильтра A (c)sf = dJF, поскольку необоснованное обужение этой полосы приводит к значительным потерям энергии, внесению в пучок искажение из-за обрезания возмущений на высоком уровне интенсивности и, наконец, к перекрытию диафрагмы плазмой, образующейся при воздействии на ее края интенсивного излучения. С другой стороны, слишком широкая полоса пропускания не обеспечивает удаления наиболее опасных возмущений.

Оценку A (c)sf можно сделать на основе выражения для угла распространения ©-гаах наиболее опасных мелкомасштабных возмущений, увлекаемых самофокусировкой. Для сплошной нелинейной среды гу/2

0 Klimx max, К

8тгпг1)

11) где к — пространственная частота возмущении, нарастающих с максимальным инкрементом, k — волновое число, п0 и п2 — линейный и нелинейный показатели преломления среды, /— интенсивность.

Эти возмущения будут задерживаться диафрагмой, если (c)max-^i > d/2, откуда для полосы пропускания пространственного фильтра: A (c)sf < 20max, или в единицах дифракционного угла пучка (c)(1:

A0SF/erf= (c)maxm (12)

Для типичных условий — фосфатного неодимового стекла с й2 = 1,3* 10″ 13 ед. СГСЕ, щ = 1,55, 1−5 Гвт/см2 получаем (c)max" 1 >5 мрад, что в более чем в 10 раз превышает дифракционную расходимость пучков, начиная с диаметра D = 1 см.

Как показали проведенные нами эксперименты, пространственные фильтры с такой полосой пропускания эффективно устраняют наиболее неустойчивые мелкомасштабные возмущения и позволяют получать суммарные интегралы распада В > 10 в лазерных усилительных системах для лазерных пучков с высокой яркостью {EJE = 0,7−0,8 для (р, а 5срд) 2.2.2. Фазовые эффекты.

Из-за фрагментированности нелинейной среды фазовые эффекты всегда присутствуют в многоэлементных лазерных системах. Воздушные промежутки с малой нелинейностью между оптическими элементами вносят сдвиг фаз между мелкомасштабными пространственными гармониками вида cos (kг) (г — поперечная координата) и основной волной — Аф = к2 Lflk (к — волновое число в воздухе, Lдлина воздушного промежутка). Поведение мелкомасштабных возмущений, в свою очередь, существенным образом зависит от величины Дер. Так, например, если Д (р = я/2, то возмущения, нарастающие в первом нелинейном элементе, затухают во втором. Как показал анализ и проведенные эксперименты, такой режим можно организовать с помощью оптических ретрансляторов, уже рассматривающихся ранее в связи с проблемой формирования пространственной структуры лазерных пучков. При определенных ограничениях на интеграл распада В в нелинейных элементах и геометрические размеры ретрансляторов фазовые возмущения, нарастающие в первой нелинейной среде, расположенной до ретранслятора, в результате введенной фазовой задержки преобразуются в убывающие во второй нелинейной среде за ретранслятором.

Условия эффективного подавления мелкомасштабной самофокусировки с помощью фазовых эффектов в ретрансляторах можно записать в виде:

В<�к/2 (13)

L=F]+F2= (L/n) G (M, а) (14) где L — длина ретранслятора, G< 1 — функция, зависящая от увеличения ретранслятора М и коэффициента усиления усилителей а. Для пассивной нелинейной среды G = 1 и последнее соотношение совпадает с условием передачи изображения пучка. Для усиливающих сред G < 1.

Как показали расчеты, использование ретрансляторов позволяет значительно подавить самофокусировочную неустойчивость по сравнению со случаем сплошной нелинейной среды (инкремент нарастания мелкомасштабных возмущений уменьшается примерно в ев/В2 раз), что нашло подтверждение в специально поставленных экспериментах.

Заметим, что условие на геометрические размеры ретранслятора не жесткое и длину ретранслятора можно варьировать, сохраняя степень подавления мелкомасштабной самофокусировки. Дополнительные возможности стабилизации возмущений возникают для ОР с увеличением М > 1, поскольку при этом важны не только фазовые соотношения между пространственными гармониками и основной волной, но и изменение размера возмущений.

Важно отметить, что учет фазовых эффектов позволяет расширить полосу пропускания стандартных пространственных фильтров до А©- «10» 2 рад (более чем ia порядок для пучков с D >1 см) даже при нарушении условия на В. Это особенно важно для лазерных пучков большой энергии (кДж уровня), где возможность перекрытия диафрагмы плазмой представляет собой большую проблему. 2.2.3. Влияние поляризации излучения.

Изотропные нелинейные кубичные среды, к которым относится стекло и многие лазерные кристаллы, под воздействием света становятся анизотропными. Это означает, что наводимая добавка к показателю преломления зависит от поляризации мощной волны.

В общем случае эллиптически поляризованной плоской волны эллипс поляризации непрерывно поворачивается (прецессирует) при распространении волны по нелинейной среде. Если же распределение интенсивности по сечению неоднородно, то и угол поворота эллипса (даже очень малого) будет зависеть от точки на сечении пучка, что приводит к деполяризации излучения, наблюдаемой в эксперименте.

Скорость развития мелкомасштабных возмущений также зависит от поляризации излучения. Как и в случае линейно поляризованных волн можно найти инкремент нарастания возмущений для эллиптически поляризованной волны, которую можно представить в виде суммы правои левополяризованных полей Е =

Е+ + Е., где Е* ~ + ^у) и Е- ' у). Такие возмущения в лазерных системах распадаются на две группы волн с ортогональными поляризациями, некоторые из которых затухают, а некоторые нарастают в поле мощной волны. Однако даже для нарастающих возмущений инкремент уменьшается по сравнению с линейно поляризованной волной, что связано с уменьшением эффективного коэффициента нелинейности пг:

К, , 8тт2к2

2 к" сп2 в = ~(к2—-1Ш'г

15) 2 Q- + h1) + -h2)2 +16/г «3 1 + h2 где, h = EJEtкоэффициент эллиптичности.

При изменении коэффициента эллиптичности от h = 0 (линейная поляризация) до h = 1 (круговая поляризация) граничное значение пространственной частоты в сплошной нелинейной среде уменьшается в 1,5 раза и, что более важно, в 1,5 раза уменьшается значение интеграла распада.

Проведенные экспериментальные исследования подтвердили перспективность применения круговой поляризации излучения для подавления мелкомасштабной самофокусировки и повышения фокусируемой мощности (яркости). Выигрыш усредненной по углу измерения яркости излучения на выходе мощной лазерной системы на неодимовом стекле составил более двух раз.

Использование световых пучков с круговой поляризацией в активной среде позволяет естественным образом реализовать двухпроходовые лазерные усилители с четвертьволновой развязкой. В этих условиях наряду с подавлением мелкомасштабной самофокусировки повышается эффективность съема энергии и появляется возможность использования ОВФ-зеркал. В качестве поляризаторов в таких усилителях перспективно использование тонкопленочных интерференционных поляризаторов [1], а в качестве четвертьволновой пластинки наряду с классическими пластинками на основе кристаллов кварца можно использовать и тонкопленочные покрытия [24].

2.3. Подавление самофокусировки в неоднородных пучках [6,10].

Мелкомасштабная самофокусировка может быть подавлена не только в максимально пространственно-однородных пучках, формирование и поддержание которых было рассмотрено в предыдущих параграфах, но и для сугубо неоднородного излучения. Для этого в соответствии с картиной развития ММС необходимо разбить сечение пучка на зоны, в каждой из которых содержится мощность меньше критической мощности самофокусировки — Р < Рсг. При этом мелкомасштабные возмущения будут иметь в сплошной нелинейной среде размер р < (л РС/1Г)Ш, который находится справа от границы области неустойчивости, т. е. не будут нарастать в поле мощной волны с интенсивностью I. Например, для интенсивностей /"10 ГВт/см2, р< 3 • 1 О" 2 см. Такие неоднородности могут создаваться как амплитудными, так и фазовыми транспарантами, причем последние в ряде случаев являются предпочтительными, поскольку позволяют использовать эффект обращения волнового фронта для восстановления пространственной однородности пучка. В последнем случае на длине I >кр2 фазовые неоднородности преобразуются в амплитудные с необходимым характерным размером.

Потенциальная возможность использования неоднородных пучков для подавления ММС была экспериментально проверена путем измерения порогов самофокусировки в стекле для импульса длительностью 200 пс. В качестве фазового транспаранта использовалась травленая в плавиковой кислоте стеклянная пластинка, вносящая в пучок «серую» расходимость 9 «л/р от 710» 3 до 4−10″ 2 рад, что для максимального значения 0 с запасом обеспечивало необходимый размер неоднородностей. Порог самофокусировки определялся по трем сопровождающим его эффектам: видимому свечению пучка в объеме образца, появлению треков разрушений в объеме образцов и сверхуширению спектра падающего излучения.

Результаты измерений, приведенные в таблице 4, демонстрируют правильность предположения о подавлении самофокусировки в пространственно-неоднородных пучках — порог существенно (более чем в 2 раза) возрастает для лазерного пучка с наибольшей расходимостью.

Таблица 4. Пороги самофокусировки

Угловая расходимость, 9, мрад Однородный пучок 7 16 29 40

Пороговая плотность энергии ММС, Дж/см2 1,5 ~1,5 2,5 3,4 >4

Интеграл распада, В 2,4 -2,4 4 5,44 >6,4

Причина появления самофокусировки в пучках с большой расходимостью связана с присутствием неоднородностей большего масштаба, которые потенциально могут увлекаться ММС. Эти неоднородности могут быть убраны при использовании регулярных транспарантов (например, оптических растров) или при их пространственной фильтрации. Измерения показали, что в последнем случае при фильтрации крупномасштабных неоднородностей порог самофокусировки увеличивается в 3 раза даже для травленной пластинки, вносящей расходимость 0 = 7 мрад.

Фазовые транспаранты, применяемые для подавления самофокусировки, потенциально позволяют использовать эффект ОВФ для восстановления пространственной однородности пучка. Однако, при использовании одного из самых эффективных методов ОВФ при ВРМБ угловая расходимость излучения, а значит и размер неоднородностей, ограничена сверху соотношением[9*]:

I ?

V0

— I Л/ Гп — П 2 * *" V1 ' iOj где 90 — дифракционная расходимость, М0- параметр, характеризующий усиление на длине дифракционного расплывание накачки, т] - параметр, характеризующий превышение инкремента для моды, воспроизводящей накачку, над другими модами. Для ВРМБ сфокусированных пучков г| и 1,64 и это условие принимает вид: 9 ~ 1,6- 103 90. Все пучки, использовавшиеся в наших измерениях, удовлетворяли этому условию.

Результаты экспериментов показали, что ОВФ позволяет восстановить пространственную однородность пучка в условиях подавления ММС. При интегралах распада В > 3, когда однородный пучок распадался на нити и параметр Еу/Е, характеризующий относительное содержание энергии Е в угле <�р близком к дифракционному, падал до E. JE"0,3, этот же параметр при использовании фазового транспаранта -— травленой пластинки с 9 = 29 мрад был в 2,5 раза большим. Это показывает достаточно высокую совместную эффективность двух процессов — подавления ММС и одновременно возможность восстановления пространственной однородности пучка при ОВФ.

Таким образом, полученные результаты показывают возможность подавления самофокусировки в пространственно-неоднородных световых пучках, формируемых фазовыми транспарантами, с последующим восстановлением однородности при обращении волнового фронта.

2.4. Крупноапертуриые лазерные усилители с высоким коэффициентом усиления [20,27,36,45].

Одним из наиболее простых путей ограничения роста мелкомасштабных возмущений является ограничение длины нелинейной активной лазерной среды. Однако при заданной плотности выходной энергии или интенсивности длину активной среды можно уменьшить, лишь повышая коэффициент усиления а.

Одним из наиболее перспективных усилителей для мощных лазерных систем являются классические стержневые усилители, накачиваемые излучением импульсных ламп. Эти усилители, наиболее широко используемые в различных твердотельных системах, обладают большой компактностью, удобной круглой апертурой с высоким коэффициентом заполнения, позволяют использовать лазерные пучки с круговой поляризацией для подавления мелкомасштабной самофокусировки. Однако, для получения больших энергий и мощностей излучения апертура усилителей должна быть также большой, что, как считалось, не сочетается с высокой однородностью коэффициента усиления, также необходимой для усилителей подобного типа. Поэтому до начала наших исследований диаметр активных элементов стержневых усилителей ограничивался на уровне 60 мм, а длина — 630 мм была слишком большой для использования в мощных лазерных усилительных системах.

Действительно, как показали расчеты плотности запасенной энергии, для плоского слоя активной среды, не удается добиться одновременного выполнения двух условий — высокой эффективности накачки и однородности коэффициента усиления по сечению апертуры. Поэтому разработка и создание усилителей шли по пути компромисса между двумя этими требованиями

Для этого в зависимости от диаметра активного элемента (АЭ) варьировалась концентрация ионов неодима от стандартных для ГЛС-22 — 1,8% до 0,5% для стержней большого диаметра Накачка АЭ больших диаметров (>30 мм) осуществлялась в эффективных многоламповых керсиловых осветителях, обеспечивающих необходимую плотность и равномерность накачки.

Наибольшую проблему в лазерных усилителях большого диаметра составляют эффекты усиленной суперлюминесценции и генерации паразитных мод. Поэтому для подавления этих эффектов предпринимались специальные меры: активный элемент помещался в иммерсионную среду, заключенную в трубку из кварца, допированного самарием. Самарий, как известно, обладает полосой, резонансно поглощающей излучение люминесценции неодимового стекла, препятствуя его возвращению обратно в активный элемент. Использование этих методов позволило получить выигрыш в максимальном коэффициенте усиления более 1,5 крат.

Таблица 5. Параметры стержневых усилителей на неодимовом стекле

Диаметр АЭ, мм 30 45 60 85 100

1аксимальный коэффициент усиления в 0,17 0,12 0,1 0,068 0,05 ентре АЭ, а0, см" 1 авномерность, a0i9R/a0 1,08 1,1 1,12 1,11 1,2

1аксимальная расчетная выходная энергия, 100/50 210/90 300/130 [ж, при tp = 1 нс/0,2 не

В таблице 5 приведены параметры серии разработанных и оптимизированных тержневых усилителей на неодимовом стекле с диаметром АЭ от 30 до 100 мм. оэффиценты усиления этих усилителей, особенно большого диаметра, существенно превышают коэффициенты усиления известные из литературы [6*] при хорошей равномерности коэффициента по апертуре.

На основе полученных данных эмпирическая зависимость коэффициента усиления а (см" ') от диаметра АЭ D (cm) в стержневых усилителях, ограничиваемых генерацией паразитных мод, выглядит следующим образом: а=0.2Ш" °57 (17)

Эта масштабная зависимость показывает сравнительно медленное уменьшение, а с ростом D по сравнению, например, с дисковыми усилителями, где, а ~ ?> '.

При анализе этой зависимости возникает вопрос — насколько реально полученные коэффициенты усиления близки к предельным, определяемым лишь суперлюминесценцией. Для ответа на этот вопрос было проведено численное моделирование стержневых усилителей с полностью просветленными границами и рассчитан коэффициент сохранения инверсии {3, определяющий текущую инверсию N (или коэффициент усиления а) по отношению к предельной М> (или ао), которую мог бы поддерживать стационарный источник накачки в отсутствие вынужденного излучения.

Расчет показал, что в предельном случае полностью просветленных границ АЭ, когда основной причиной падения коэффициента усиления является суперлюмкнесценция, коэффициент сохранения инверсии хорошо (с точностью 10%) апроксимируется следующей зависимостью для всех использовавшихся в расчете диаметров D активных элементов:

Р = а/а0= 0,93 — 0,861g (aoD + 1) (18) зависимости коэффициента сохранения инверсии от ненасыщенного коэффициента усиления, определяемого вложенной в активную среду плотностью энергии накачки, для стержневых активных элементов различного диаметра (цифры около кривых — диаметр АЭ в миллиметрах)

Из сравнения экспериментальных и расчетных данных, представленных на рис. 3, видно, что при достаточно больших значениях а0 существует сильное различие между опытными и предельными J3, ограниченными лишь суперлюминесценцией. При этом экспериментальные коэффициенты усиления практически насыщаются. Следовательно, в стандартных стержневых усилителях основной причиной ограничения коэффициента усиления является возбуждение паразитных мод и для их подавления необходимо принимать меры, разработанные и исследованные в диссертации.

2.5. Мощные лазерные системы прямого усиления [16,22,52].

Рассмотренные выше принципы формирования пространственной структуры световых пучков и методы подавления самофокусировки были использованы при создании мощных лазерных систем на неодимовом стекле с длительностью импульса, перестраиваемой в пределах 0,3−8 не Формирование пространственной структуры пучка в таких системах выполнялось «жесткой» диафрагмой, что дало возможность получить фактор заполнения апертуры F"0,8. Сохранение такого фактора заполнения, а также подавление самофокусировки осуществлялось пространственными фильтрами-ретрансляторами, установленными между усилителями, а также использованием круговой поляризации излучения. Оконечный усилительный каскад в разных вариантах оптической схемы имел апертуру диаметром от 60 до 100 мм. Максимальная энергия, достигнутая при наибольшей апертуре усилителя составила около 250 Дж при длительности импульса 1 не, а максимальная пиковая мощность 0,7 ТВт при длительности импульса 0,3 не. Это согласуется с расчетными значениями энергии с учетом ограничений со стороны самофокусировки и оптического пробоя. При этом в угле 0,5 мрад содержалось 100% общей выходной энергии, а в угле 0,2 мрад — 70% энергии. Максимальная яркость излучения, усредненная по углу 0,2 мрад, составляла около 1017 Вт/см2- ср. Полученные значения мощности в 3,5 раза превышали значения мощности при использовании в аналогичном по конструкции канале установки «Прогресс"[22] дисковых усилителей. По этой причине, а также из-за других достоинств стержневые усилители заменили дисковые в этой лазерной установке.

Таким образом, использование исследованных в диссертации принципов формирования пространственной структуры излучения позволило получить лазерные импульсы с мощностью, близкой к предельной, ограничиваемой для 1 не импульсов лучевой прочностью стекла, а для 0,3 не импульсов — самофокусировкой.

2. ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ЭФФЕКТОВ ВРМБ И ВКР ДЛЯ УПРАВЛЕНИЯ ПРОСТРАНСТВЕННЫМИ ХАРАКТЕРИСТИКАМИ ЛАЗЕРНЫХ ПУЧКОВ.

Линейные методы формирования и коррекции пространственной структуры лазерных пучков, рассмотренные в предыдущем разделе, становятся сильно ограниченными при фазовых искажениях в лазерных системах. Такие фазовые искажения, отличные от сферических, могут быть статическими, связанными с неточностями и погрешностями изготовления оптических элементов, и динамическими, меняющими свой характер во времени. Последние, в особенности присущие импульсно-периодическим твердотельным лазерам, часто трудно устранимы методами линейной оптики. Применение нелинейно-оптических методов, и в первую очередь реализация эффекта обращения волнового фронта (ОВФ), позволило по новому подойти к решению этой проблемы.

Среди множества предложенных методов реализации ОВФ наиболее простым и энергетически эффективным’является подход, основанный на использовании вынужденного рассеяния Манделыптама-Бриллюэна (ВРМБ) и вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР). Действительно, предельная энергетическая эффективность при ВРМБ, определяемая соотношением Мэнли-Роу т] =1- QJa>, в силу большого отличия частот света со и гиперзвука ?1. Кроме того при создании условий отражения назад ОВФ зачастую реализуется автоматически.

После первой реализации ОВФ при ВРМБ в светопроводе Рагульским с соавторами!?*], перспективы коррекции аберраций лазерных систем уже были вполне ясны. Однако, необходимо было найти условия на характеристики аберраций, параметры излучения, при которых можно было бы эффективно использовать этот способ в реальных твердотельных лазерных системах. Этим вопросам и посвящены материалы данного раздела.

В диссертации рассматривается наиболее простой и эффективный способ реализации эффекта ОВФ при ВРМБ, заключающийся в фокусировке излучения накачки в объем рассеивающей среды. При правильном подборе условий в этой схеме (в отличие, например от схемы со светопроводом) удается получить высокие коэффициенты отражения и точности ОВФ в широком динамическом диапазоне изменения энергии. По сравнению с различными вариантами четырехволновых схем схема с самообращением обеспечивает более высокую энергетическую эффективность.

3.1. Точность коррекции некоторых аберраций при ОВФ-ВРМБ [12,13,15,18,28,32,35,37,39,40].

Одним из ключевых аспектов применения эффекта ОВФ в лазерных системах является вопрос о точности коррекции тех или иных искажений волнового фронта. В эксперименте точность коррекции чаще всего характеризуют параметром, представляющим собой нормированное на накачку угловое распределение энергии отраженного излучения: и (WJW ang (We/W) (19)

В отличие от самообращения при ВРМБ в светопроводе, в схеме с фокусировкой излучение накачки имеет сложное пространственное распределение, что требует численного расчета или проведения эксперимента для определения точности коррекции той или иной аберрации. Это наглядно было видно в наших экспериментах уже на примере ОВФ пространственно-однородных пучков с прямоугольным распределением интенсивности. При относительно низких превышениях порога ВРМБ (до 5 крат) отраженный пучок с первоначальным прямоугольным распределением интенсивности преобразовывался в пучок с колоколообразным распределением. Такой эффект аподизации был обусловлен селективностью гиперзвуковой голограммы, формируемой в нелинейной среде (СС14) пучком накачки и излучением на стоксовой частоте, в результате чего основная перекачка энергии из накачки происходила вблизи фокальной перетяжки, где пространственные частоты разделяются.

Твердотельным лазерам, особенно работающим в импульсно-периодическом режиме, присущи плавные фазовые искажения типа астигматизма или сферической аберрации, описываемый не квадратичными членами разложения фазы в ряд: <�р (г) = ф0 + ar + br2 + сг3 +. Как показали эксперименты, точность коррекции астигматизма при ВРМБ сфокусированных пучков весьма высока (Hang ~ 0,6−0,7 при стрелке прогибы волнового фронта до 10 длин волн), однако в отраженном излучении была весьма заметна асимметрия распределения интенсивности.

Точность коррекции сферической аберрации оказалась зависящей от типа этой аберрации, характеризуемой в приближении геометрической оптики ходом лучей в объеме ВРМБ-активной среды. В зависимости от знака аберрации возможны два варианта хода лучей (см. рис. 4). В одном фокусное расстояние периферийных зон пучка больше, чем центральных, а в другом реализуется обратная ситуация. Во втором случае происходит лучшее перемешивание излучения от различных зон сечения пучка накачки, что существенно влияет на качество коррекции. Как показали результаты экспериментов, представленные на рис. 4, во втором случае точность коррекции примерно в 3 раза выше.

На этом же рисунке демонстрируется и эффективность методов повышения точности коррекции. Один из таких методов заключается в использовании дополнительного оптического элемента со сферической аберрацией второго типа, так чтобы суммарная аберрация принадлежала бы к этому же типу.

Рис. 4. Два варианта ходя лучей при сферической аберрации (а) и зависимость точности ее коррекции (Ь) от величины аберрации. А — аберратор, F — травленая в плавиковой кислоте стеклянная пластинка (ТП) или растр (1 — чистый аберратор, 2 — аберратор + ТП, 3 — аберратор + растр, 4 — два аберратора первого и второго вида, дающие в сумме аберрацию второго вида)

Пр мц. sbs н

0,8

0,4

О 4

-.3

0 4 8 AL, длин волн

Другой способ «замешивания» излучения в объеме взаимодействия заключается в использовании мелкомасштабных фазовых аберраторов — травленых в плавиковой кислоте стеклянных пластинок или оптических растров. Как показали результаты экспериментов, этим способом удается повысить точность коррекции той же сферической аберрации или астигматизма, однако в отраженном пучке при этом образуется нерегулярная (для травленых пластин) или регулярная (для растра) спекл-струкгура, сильно зашумляющая структуру пучка. Эта спекл-структуры может быть успешно удалена с помощью широкополосной пространственной фильтрации.

В активных средах твердотельных лазеров, например в неодимовом стекле, могут встречаться такие статические виды неоднородностей как свили или мелкомасштабные фазовые искажения, похожие на искажения, вносимые травлеными пластинками. Измерения коррекции такого рода искажений в кварцевом неодимовом стекле показали, что Hang в этом случае равен 0,9−0,95 для свили и 0,6−0,7 для мелкомасштабных аберраций, т. е. достаточно высок, а коэффициент отражения 30 не импульса R достигает 0,7, что характерно для неабер-рированных пучков. Поэтому в лазерах с ОВФ-зеркалами можно использовать стекла невысокого оптического качества, что делает их более доступными.

Таким образом, как показали эксперименты и численное моделирование использование ОВФ при ВРМБ сфоку сиро ваннах пучков самостоятельно или в сочетании с дополнительными линейными корректирующими элементами является простым и эффективным способом коррекции фазовых аберраций, присущих твердотельным лазерам.

3.2. Масштабирование ВРМБ-зеркал для наносекундных лазерных импульсов [29,30,31,32,33,40,49].

Основные ограничения использования ОВФ при ВРМБ сфокусированных пучков связаны с различного рода конкурирующими паразитными эффектами. Несмотря на экранирующее действие гиперзвуковой голограммы, прижатой к входному торцу ВРМБ-активной среды, мощность волны накачки растет с превышением порога ВРМБ, а не стабилизируется на пороговом уровне. Это приводит к возбуждению в каустике конкурирующих эффектов (пробой, самофокусировка), ограничивающих энергию обращаемого излучения на уровне нескольких джоулей, что бывает не всегда достаточно для мощных лазеров. Увеличение диаметра каустики при использовании более длиннофокусной фокусировки или фазовых аберраторов, вносящих в пучок «серую» расходимость, не всегда возможно, из-за существенного увеличения габаритов ОВФ-зеркала в первом случае и из-за заспеклованности отраженного пучка во втором.

Другой способ подавления конкурирующих эффектов заключается в сохранении мощности излучения накачки в каустике на уровне, близком к пороговому. Однако, для получения значительных коэффициентов отражения от ВРМБ-зеркала, а значит и высокой энергетической эффективности, отраженное от ВРМБ-генератора излучение необходимо дополнительно усилить в ВРМВ-усилигеле. Таким усилителем в проведенных экспериментах служила дополнительная ВРМБ-активная среда, в качестве которой использовалось неодимовое стекло ГЛС-1. Мощность в ВРМБ-генераторе ограничивал дополнительный светофильтр, расположенный между генератором и усилителем. При этом потери в светофильтре компенсируются усилением в ВРМБ-усилителе, работающем в пучках сравнительно низкой интенсивности, но при большом инкременте усиления. Использование этого подхода позволило уменьшить мощность излучения в каустике до 10 раз и эффективно отразить излучение с общей энергией до 20 Дж.

Использование светофильтра с малым коэффициентом пропускания (до 4% в проведенных экспериментах) приводит к нежелательному снижению параметра обращения при сверхпороговых инкрементах усиления в ВРМБ-усилителе, а кроме того, снижает чувствительность ВРМБ-зеркала к пучкам низкой мощности из-за повышения пороговой мощности в ВРМБ-генераторе. Эту трудность можно преодолеть, применяя фильтр с переменным пропусканием, уменьшающимся с повышением мощности входного излучения. В наших экспериментах такая возможность была продемонстрирована с использованием фильтра, основанного на генерации второй гармоники в кристалле КТР

При реализации ОВФ в светопроводе мощность или энергия накачки ограничиваются лучевой стойкостью входного окна малого диаметра (обычно 1−2 мм). В этом случае для ограничения мощности накачки также можно использовать ВРМБ-усилитель, отличающийся от предыдущего применением фокусировки излучения накачки в объем ВРМБ-усилителя, которая для пучков с высокой угловой расходимостью 9, необходимой для ОВФ в светопроводе, не опасна, поскольку интенсивность поля в фокусе уменьшается в (6/9д)2 раз по сравнению с дифракционно-ограниченным пучком с расходимостью Эй. Такой прием позволяет избавиться от присущего предыдущей схеме ограничения на параметр обращения, поскольку в ВРМБ-усилителе выполнены условия ОВФ. Для эффективной работы этой схемы, полезной и для фазировки пучков, необходимо, чтобы пороговые инкременты в ВРМБ-генераторе и усилителе были близки, что позволяет эффективно подавлять конкурирующие с ВРМБ процессы.

Для ряда применений необходимо обращать относительно слабые световые пучки с мощностью, меньшей пороговой мощности ВРМБ. В этом случае возможно использование разных подходов. Один из них, исследованный нами экспериментально, заключается в использовании ВРМБ в усиливающей среде. Проведенные расчеты и эксперименты с усилителем на фосфатном неодимовом стекле показали, что порог ВРМБ снижается пропорционально общему усилению усилителяК= exp (а/), а коэффициент отражения возрастает до 50 раз при аI = 3,5 по сравнению с той же пассивной нелинейной средой.

Таким образом, исследованные подходы позволили существенно расширить динамический диапазон работы ОВФ-ВРМБ-зеркал как в стороны больших, так и в сторону малых энергий накачки.

3.3. ОВФ при ВРМБ мощных коротких импульсов [8,12,13,14,16,25,32,40].

Для мощных коротких лазерных импульсов длительностью tp < Grg пороговая мощность P, h возрастает обратно пропорционально уменьшению инкремента, определяемого соотношением (4). В этих условиях усиливается конкуренция ВРМБ со стороны других нелинейных процессов типа оптического пробоя, самофокусировки, ВКР, обладающих существенно меньшими (на порядок и более) временами релаксации. Как показали эксперименты, практически по этой причине не удается отражать при ВРМБ импульсы короче примерно 1−5 не (в зависимости от среды и условий фокусировки).

При нестационарном ВРМБ, как показали расчеты и эксперименты, затрудняются также условия реализации ОВФ вследствие инерционности гиперзвуковой голограммы, релаксирукнцей с характерным временем затухания гиперзвука tg. Из-за этого уменьшается превышение инкремента для обращенной структуры поля над инкрементом некоррелированных структур. При уменьшении отношения tp/%g снижается значение (0/Эд)сг (см. формулу (19)), что вместе с ограничением на угловую расходимость снизу, обусловленную малостью усиления на длине продольной корреляции, приводит к невозможности реализации ОВФ фазово-неоднородпых пучков для t-/xg< 0,2.

В то же время нестационарность рассеяния слабо сказывается на точности ОВФ дифракционно-ограниченных или близких к ним пучков. Так параметр обращения дифракционно-ограниченных пучков был близок к 1 при tji% = 1 и 0,2. Точность коррекции плавных аберраций типа астигматизма при нестационарном ВРМБ оказались близки к точностям коррекции в стационарном режиме.

Однако при укорочении импульсов происходит существенное (на 1−2 порядка) уменьшение динамического диапазона работы ВРМБ-зеркал из-за конкуренции со стороны других нелинейных процессов. Для реализации ОВФ при ВРМБ коротких импульсов были предложены так называемые беспороговые схемы [8*], когда отражение коротких импульсов происходит от «готовой» гиперзвуковой голограммы, записываемой отдельным длинным импульсом. Такой подход довольно сложен в реализации и с учетом энергии отдельной накачки и относительно низкого коэффициента отражения (R к 0,2−0,3) обладает малой энергетической эффективностью. Поэтому нами был разработан другой способ ОВФ импульсов с высокой пиковой мощностью. Он заключается в создании гиперзвуковой голограммы, необходимой для отражения света при ВРМБ, с помощью относительно маломощного предимпульса, предшествующего мощному короткому импульсу. Для реализации этого метода не требуется два пучка накачки, необходимо только соответствующим образом спрофилировать импульс во времени. Полученные при этом коэффициенты отражения мощных коротких импульсов (в эксперименте tp уменьшалось до 0,7 не) не отличались от соответствующих величин для более длинных импульсов даже при контрасте (отношение энергии короткого импульса к энергии предимпульса) более 400, в том случае когда мощность предимпульса превышала пороговую мощность ВРМБ. Вследствие порогового характера ВРМБ контраст импульса при этом повышался, а длительность короткого импульса уменьшалась, что обусловлено его сжатием.

Таким образом, экспериментально и теоретически показано, что при ВРМБ в нестационарном режиме условия ОВФ и реализации больших коэффициентов отражения ухудшаются, что делает практически невозможным ВРМБ импульсов короче 0.5−1 не. Предложен и реализован ВРМБ импульсов с высокой пиковой мощностью путем их временного профилирования.

3.4. ВРМБ протяженных серий лазерных импульсов[39,41,44].

Высокочастотные серии лазерных импульсов позволяют существенно увеличить энергосъем с твердотельных лазерных сред и находят применение в технологии, дальнометрии, исследованиях взаимодействия излучения с веществом. ОВФ при ВРМБ серий импульсов имеет свои особенности по сравнению с одиночными импульсами. Эти особенности связаны с тем, что наряду с конкурирующими эффектами, характерными для одиночных импульсов, для последовательности импульсов возможно проявление и другого эффекта-теплового самовоздействия, возникающего при нагреве среды. Для подавления этого паразитного процесса необходимо, чтобы энергия, проходящая через каустику не превышала критическую энергии теплового самовоздействия: плотность, теплоемкость и коэффициент поглощения нелинейной среды. Это достигается использованием слабо поглощающих нелинейных сред, в основном жидкостей и газов.

Проведенные экспериментальные исследования показали, что использование специально очищенных сред, таких как SiCLt, TiCl4, Хе и др., позволяет получить высокие коэффициенты отражения (до 70%) и качество ОВФ (Н и 0,7−0,8) для высокочастотных серий импульсов с частотой следования от 12 до 48 КГц при длительности каждого из импульсов около 100 не. Наблюдалась тенденция снижения качества ОВФ Н с ростом суммарной энергии излучения, что, однако, для чистых слабопоглощающих сред было связано с «быстрыми» конкурирующими эффектами, основным из которых является самофокусировка излучения на стрикционной нелинейности.

Таким образом, использование чистых конденсированных и газообразных ВРМБ-активных сред позволяет реализовать высокое качество ОВФ серий импульсов в достаточно широком динамическом диапазоне по энергии. Падение точности ОВФ при большом превышении пороговой энергии накачки в условиях подавления теплового самовоздействия связано с быстрыми конкурирующими процессами, основным из которых, на наш взгляд, является стрикционное самовоздействие.

3.5. Особенности ОВФ при BKP[4,19,21,23J.

Вынужденное комбинационное рассеяние (ВКР) широко используется для преобразования частоты лазерного излучения. При этом во многих применениях

W ^ W

7 т пГ

—-Г*

20) производная показателя преломления по температуре, р, Ср и f) желательно, чтобы качество и угловая расходимость преобразованного излучения были достаточно хорошими. Один из способов реализации этого условия заключается в использовании эффекта ОВФ при ВКР. При этом необходима высокая энергетическая эффективность ВКР-преобразования в обратном направлении.

Экспериментальное исследование ВКР показало, что высокие обратные коэффициенты ВКР в средах, не обладающих изначальной асимметрией коэффициентов усиления вперед — назад достижимы при развитие четырехволновых параметрических процессов (ЧПП), вносящих такую асимметрию. Выполнение условия развития ЧПП А/Г < gl (кК = Ка — 2Кр + К, — волновая расстройка, Кр, Ks, Ка — волновые числа накачки, стоксовой и антистоксовой волн, / -интенсивности света в каустике) обеспечивало в эксперименте со второй гармоникой Nd: YAG лазера получение коэффициентов отражения до R = 80% (85%-по фотонам) при ВКР импульсов длительностью 10 не в кристаллах кальцита и нитрата бария. При обеспечении условий ОВФ, которые кроме условий, характерных для ВРМБ, включают в себя также малость фазового набега между накачкой и стоксовой волной, качество ОВФ было лишь незначительно (#""," 0,9 для однородного пучка, Hang ~ 0,6−0,7 для пространственно-неоднородных пучков) ниже чем при ВРМБ. Эффект возрастания качества ОВФ с ростом превышения энергии накачки над пороговой энергией ВКР был выражен значительно сильнее, чем при ВРМБ — при пятикратном росте энергии накачки Hang повышалось в 2,5 раза.

Таким образом, использование обратного ВКР в условиях развития ЧПП позволяет создавать эффективные источники перестраиваемого по длине волны излучения, а также сжимать импульсы во времени.

3.6. Фазирование лазерных пучков при ОВФ и ВР-усилении

Проблема фазирования излучения в нескольких каналах возникает в различных областях оптической науки — при создании телескопов большой апертуры, мощных лазеров и в особенности лазеров непрерывного или импульсно-периодического действия. Действительно, средняя мощность, обеспечиваемая одним активным элементом твердотельного лазера, ограничена его терморазрушением на уровне где v, Е, Яг, а г — коэффициент Пуассона, модуль Юнга, коэффициенты теплопроводности и теплового расширения активной средыо — максимальное напряжение на боковой поверхности, выдерживаемое АЭ без разрушенияу — отношение энергии тепловыделения к энергии, запасенной на верхнем лазерном уровнецэффективность энергосъемаS и t — площадь боковой охлаждаемой поверхности и толщины активной пластины или диаметр стержняА ~ 8,5 для пластины и, А я 4,5 для стержня соответственно.

В этих условиях средняя мощность Pav выходного излучения может быть повышена использованием нескольких {N) параллельных АЭ: Pav = PN", где п = 2 и 1

3,23,26,32,33,39,40,42,47,83].

21) у) атЕ t ' для АЭ в форме пластин или стержней соответственно. Для того, чтобы угловая расходимость излучения на выходе такого синтезированного АЭ была близка к минимально возможной, определяемой дифракцией на поверхностях АЭ, необходимо выравнивать оптические пути в каждом АЭ с точностью до долей длины волны. Параллельно необходимо также решать задачу корреции сильных фазовых термоискажений. Таким образом, в оптике лазеров возникает задача фазирования при одновременной коррекции фазовых искажений. Эта задача может решаться различными способами с привлечением методов как линейной, так и нелинейной адаптивной оптики. Одно из сравнительно простых и изящных решений этой задачи заключается в использовании ОВФ при ВРМБ.

Реализация ОВФ фазирования при ВРМБ имеет ряд особенностей. Одна из них связана со сдвигом частоты излучения ?2g= cop-Ms, что приводит к набегу фаз Дер между парой лучков, испытывающих ОВФ-фазировние:

Аф=Д? AL — (

Ak = kp — ks = Аа/с = 2%А (Av — сдвиг частоты при ВРМБ в см" '). Этим простым соотношением определяются многие особенности фазировки при вынужденном рассеянии. Если отражение излучения происходит в разных ВР-кюветах или в разных объемах одной кюветы, то фазы срь <�р2 случайны, хотя и однородны по сечению, а пучки не сфазированы.

Для реализации сфазированности необходимо устранить флуктуации разности фаз. Это достигается перемешиванием излучения в объеме взаимодействия, так что рассеяние происходит на общей гиперзвуковой голограмме, возникающей в объеме рассеивающей среды. Проведенные экспериментальные исследования показали, что такое перемешивание возможно как при совместной фокусировке излучения в объем взаимодействия, так и при ВРМБ в светопроводе. При ВРМБ в сфокусированных пучках наибольший инкремент достигается в каустике, поэтому наиболее эффективно фазировка осуществляется при сведении пучков в общую каустику. Однако это условие не является строго обязательным — устойчивая фазировка возможна при пересечении пучков и вне каустики, где инкремент ВРМБ еще достаточно велик. При этом энергия, при которой происходит фазировка, уже не равна минимальной пороговой энергии ВРМБ, а превышает ее, причем пороговая энергия фазировки возрастает при удалении места пересечения пучков от каустики. Возможность такой фазировки связана с четырехволновым взаимодействием пучков на гиперзвуковой нелинейности в месте их пересечения. Вероятность фазировки, не равная единице из-за шумового характера излучения на стоксовой частоте даже при пересечении пучков в фокусе, уменьшается с увеличением расстояния между точками фокусировки пучков в активной среде. Это связано с уменьшением усиления гиперзвуковой голограммы в месте пересечения пучков. Аберрации в лазерных активных элементах и фокусирующей оптической системы могут расширять динамический диапазон фазирования вследствие увеличения как продольных, так и поперечных размеров каустики.

Такие аберрации можно вводить искусственно, например, с помощью фазовых транспарантов — травленых в плавиковой кислоте пластинок. Существенно увеличивая угловую расходимость, такой способ обеспечивает надежное перекрытие пучков в каустике. Еще более эффективное перекрытие пучков реализуется в светопроводе, заполненном нелинейной средой. Однако, как уже упоминалось, динамический диапазон работы светопровода невелик. Использование уже рассмотренной ранее схемы ВРМБ-генератор (светопровод)-ВРМБ-усилитель (сфокусированный пучок) позволяет расширить динамический диапазон работы ОВФ — зеркала и в 2−3 раза увеличить произведение RH, являющееся мерой эффективности.

Был исследован еще один метод фазирования, зключающийся во введении слабого затравочного излучения во все фазируемые пучки в ВРМБ усилителе. Таким образом единая фаза излучения навязывалась всем пучкам. Эксперименты показали, что даже при слабой затравке с интенсивностью IsеыЛритр ~ Ю" 4 и при искусственном создании условий, частично нарушающих фазирование без затравки, вероятность сфазированного отражения возрастала с 30 до 9!%. Однако в дальнепольном распределении интенсивности при этом появлялась необращенная компонента с расходимостью 6 «(2−3)бй из-за неполной корреляции пучков накачки и затравки.

Все эти схемы фазирования были использованы для фазирования апертуры в лазерном усилителе, состоящем из семи стержневых активных элементов из неоди-мового стекла, и в импульсно-периодическом лазере, состоящем из задающего генератора и усилителя на четырех активных элементах из кристалла Nd: YA103. Условия фазировки легко контролировались по виду диаграммы направленности лазерного излучения, которая либо была постоянна от импульса к импульсу при устойчивом фазировании, либо изменялась случайным образом, что свидетельствовало о случайном соотношении фаз между пучками. В лазере на Nd: YA103 при частотах следования до 6 Гц (средняя мощность накачки Р < 2 кВт) даже с простейшей схемой ОВФ при фокусировке в объем ССЦ наблюдалась устойчивая фазировка и эффективная коррекция термооптической аберрации в виде цилиндрической линзы. При более высоких частотах следования стабильность фазировки нарушалась, что свидетельствовало о нарушении условий перекрытия пучков в прикаустической зоне. Для расширения динамического диапазона фазировки была применена схема ВРМБ-генератор-ВРМБ-усилитель, позволившая получить устойчивую фазировку во всем диапазоне частот.

Был исследован и другой своебразный способ фазирования апертуры, основанный на гак называемом методе «усреднения». При работе в этом режиме, называемом также режимом «суммирования», исходный дифракционно-ограниченный пучок на стоксовой частоте усиливается в поле пространственно-неоднородной накачки ВР-усилителя без изменения своей пространственно-угловой структуры. Для этого необходимо, чтобы инкремент коррелированной с накачкой стоксовой волны был мал, что противоположно условию реатизации ОВФ. Кроме того, усиливаемая стоксова волна не должна искажаться за счет перекачки энергии в другие структуры. Это возможно в том случае, когда число неоднородностей коэффициента усиления вдоль пути распространения стоксова импульса очень велико, в силу чего небольшое колебание числа неоднородностей по поперечному сечению пучка не сказывается на пространственной структуре усиливаемого излучения, т. е. происходит их усреднение. Это требование приводит к следующему условию [9*], обеспечивающему усиление стоксовой волны без искажений:

GGk" 1, (23) где G — полный инкремент усиления, Gk = gfck — инкремент на длине продольной корреляции г*" 1//Ш, 9 — полная «серая» расходимость накачки. Если пучок накачки сильно не расходится на длине нелинейной среды, то это условие преобразуется к виду: в/9 D"G (24)

Как видно из этого соотношения, для реализации достаточно большого усиления (G «7) в режиме усреднения для относительно небольших пучков с дифракционной расходимостью «] О» 4 рад необходима достаточно большая «серая» расходимость накачки 8 «10» 2 рад.

Эксперименты на примере ВКР подтвердили правильность этого соотношения. При преобразовании в азоте, когда длина взаимодействия была относительно большой (~1 м), что привело к необходимости использовать достаточно малую «серую» расходимость 9 «510'3 рад, вводимую травлеными пластинками, условия усреднения начинали нарушаться с ростом усиления. При использовании коротких ВКР-акгивных сред, обладающих высоким погонным инкрементом g (кристаллы кальцита и нитрата бария), условие усреднения выполнялось во всем диапазоне усилений вплоть до максимально возможного — 1,3−103, что обеспечило высокую (80%) энергетическую эффективность преобразования из «плохого» пучка накачки с 6 = 16 мрад в пучок на стоксовой частоте с угловой расходимостью 0,5 мрад, близкой к дифракционной.

Таким образом, фазировка излучения в лазерных системах может эффективно осуществляться двумя методами — при реализации ОВФ и в режиме «усреднения». При этом в первом случае сфазнрованный лазерный пучок повторяет структуру ранее сформированного пучка или структуру расположения активных элементов в лазерном усилителе. В режиме усреднения есть возможность преобразования энергии из нескольких лазерных пучков в один единый пучок с более высоким коэффициентом заполнения. Поэтому этот метод наиболее предпочтителен для реализации суммирования апертур лазерных излучателей.

3.7. Особенности использования ОВФ при ВРМБ в мощных лазерных системах [13,16,32,38,39,40,55].

Для использования методов ОВФ в реальных лазерных системах необходимо выполнение нескольких условий, требующих сочетания линейных и нелинейных методов. Так для коррекции фазовых неоднородностей, особенно мелкомас-птабных, в протяженных лазерных усилительных системах общей длиной L геобходимо, чтобы информация об этих неоднородностях попадало на ОВФ <�еркало, т. е. чтобы диаметр пучка на этом зеркале D = Do + LQ был меньше его) азмера Д&bdquo-. Здесь Dfi — диаметр пучка на входе усилительной системы, 0 — угловая асходимость, определяемая в том числе и аберрациями. Это эквивалентно требованию на число Френеля в системе /V — Ь1/(АЩ «1. Для выполнения этого условия в протяженной лазерной системе с ОВФ необходимо использование ретрансляторов, свойства которых были рассмотрены в разделе 2.

Применение ретрансляторов также необходимо в лазерных системах, где возможно развитие мелкомасштабной самофокусировки. В силу фазовых эффектов, рассмотренных ранее, самофокусировка подавляется без ограничения углового спектра излучения, что важно для ОВФ.

При использовании ОВФ-зеркап в лазерных системах приходится принимать во внимание неидеальность этих зеркал, т. е. отличие параметра ОВФ Hang от 1. В силу этого в отраженной волне содержится излучение не только с обращенным волновым фронтом, но и некоррелированные с накачкой компоненты, которые могут распространяться по внешним зонам усилителей, где излучение на первом проходе почти не снимает инверсию из-за малости интенсивности в этих зонах. При работе усилителей в режиме насыщения это некоррелированное излучение может усиливаться значительно сильнее, чем обращенное, что приводит к дальнейшему снижению энергии, содержащейся в необращенной компоненте. Основной метод устранения этого вредного явления заключается в максимизации фактора заполнения апертуры усилителей излучением и угловой селекции необращенной компоненты с помощью пространственной фильтрации или диафрагмирования пучка.

Наконец, в мощных лазерных системах ОВФ-зеркало должно обращать достаточно мощное излучение, что требует использования схем ВРМБ-генерагор-усилитель, рассмотренных ранее.

Выполнение этих условий обеспечивалось в мощной лазерной системе на неодимовом стекле с диаметром апертуры оконечного каскада 60 мм и с выходной энергией до 40 Дж, работавшей с двумя длительностями импульса —¦ 8 и 0,5 не. В последнем случае для реализации эффективного отражения излучения при ВРМБ использовался рассмотренный выше профилированный лазерный импульс. На выходе лазерной системы более 80% энергии содержалось в угле 8 я 0,3 мрад (~ 5 дифракционных) как для длинного, так и для короткого импульсов, что указывает на хорошую эффективность подавления самофокусировки для последнего. Следует отметить, что та же самая лазерная система, работавшая без применения ОВФ зеркала, обеспечивала примерно такую же угловую направленность излучения, однако, ОВФ-зеркало позволяло работать со значительно большей частотой повторения импульсов (1 импульс в 2 минуты) без ухудшения угловой расходимости, тогда как без него расходимость ухудшалась более чем в 2 раза из-за термооптических эффектов при интервале времени между двумя последующими вспышками менее 10 мин. Кроме этого компенсировались аберрации линз оптических ретрансляторов при специально вносимых их заклонах. Все это указывает на перспективность применения ОВФ н мощных лазерах для компенсации термооптических аберраций и искажений, вносимых оптическими элементами сравнительно плохого качества.

Одновременное присутствие в лазерных усилителях систем с ОВФ-зеркалами двух волн, прямой и отраженной от ВРМБ-зеркала, сказывается как на энергосъеме, так и распределении интенсивности вдоль усилительной системы. Расчет, проведенный на основе уравнения Франца-Нодвика, показал, что энергосъем в усилителе с перекрытием импульсов во времени всегда ниже, чем без такого перекрытия, хотя разница и невелика (10−20%). Такое различие связано с уменьшением усиления для прямой волны обратной волной, снимающей энергию с активной среды.

Однако в реальных лазерных системах ситуация несколько иная. Как показали эксперименты, схема с перекрытием импульсов при использовании реальных ВРМБ-зеркал, предельная энергия на которых ограничивается пробоем, может обеспечивать более высокие значения энергосъема и выходной энергии. Это связано с тем же эффектом уменьшения усиления для прямой волны и снижения вследствие этого максимальной энергии на ВРМБ зеркале (в несколько раз), что приводит к предотвращению развития конкурирующих с ВРМБ эффектов, таких как пробой, самофокусировка и т. д. Таким образом, усилитель играет роль своеобразного нелинейного фильтра, ограничивающего энергию излучения на ВРМБ-зеркале и расширяющего тем самым динамический диапазон его работы. Недостаток усиления на пепвом ппоходе компенсируется его возрастанием на втором, что позволяет реализовать достаточно высокий энергосъем, достигавший для фосфатного неодимового стекла уровня ~ 90%. Такая экранировка совместно с использованием схемы ВРМБ-генератор-усилитель позволяет обращать волновой фронт мощных лазерных пучков.

4. ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРНЫЕ СИСТЕМЫ С КОМПРЕССИЕЙ ИМПУЛЬСА ПРИ ВЫНУЖДЕННОМ РАССЕЯНИИ.

Рассмотренные выше методы подавления нелинейных эффектов (в первую очередь мелкомасштабной самофокусировки), ограничивающих мощность твердотельных лазерных систем, эффективны лишь до некоторых предельных длительностей импульса (примерную границу по длительности можно оценить в районе 100 пс). Дальнейшее подавление нелинейных эффектов традиционными методами становится неэффективным, что стимулировало в начале 1980;х годов поиск новой архитектуры твердотельных лазеров. Эта архитектура оказалась возможна на основе компрессии импульсов на выходе лазерной усилительной системы.

4.1. Лазерные системы с компрессией: анализ возможностей [16,40,51,52,54,69,71].

Удлинение усиливаемого лазерного импульса и связанная с этим возможность существенного увеличения лучевой энергетической нагрузки позволяет значительно улучшить параметры лазерных систем: уменьшить световую апертуру усилительных каскадов, повысить эффективность съема энергии в лазерных активных средах с малым сечением вынужденного излучения ст, увеличить плотность запасенной энергии путем использования меньшего объема сред с малым а, упростить оптическую схему путем удаления части элементов, подавляющих самофокусировку.

Выигрыш в плотности энергии, допустимой в лазерных системах с компрессией импульса, зависит от механизма ограничения мощности. Так, если этим механизмом является мелкомасштабная самофокусировка при слабом насыщении усиления, то максимальная плотность выходной энергии Wcc tp и площадь световой апертуры S ж 1 ftp, а выигрыш в площади для системы с компрессией в предположении 100% ее энергетической эффективности ~ п, где п — степень сжатия, равная отношению длительностей усиливаемого и сжатого импульсов.

В случае ограничения плотности энергии оптическим пробоем, когда WxJt~p, зависимость выигрыша в апертуре более слабая (S2/S] ~ Однако, характерные степени сжатия при ВРМБ и ВКР около 10−40, что даже в этом случае приводит к 3−6 кратному уменьшению площади или 1.5−2.5 кратному уменьшению диаметра усилителей. Вследствие зависимости максимального коэффициента усиления усилителей большой апертуры от диаметра а" const-D" ^ такое уменьшение апертуры приводит к увеличению коэффициента усиления и плотности запасенной энергии Wslor= hvala, а это, в свою очередь, — к уменьшению объема активной среды, требуемого для запасания необходимого количества энергии.

Рис. 5. Выигрыш в эффективности съема энергии определяемый как отношение энергосъема в длинном и коротком импульсах, в зависимости от длительности сжатого импульса t" при ограничении плотности энергии оптическим пробоем на уровне W= 3 (tu)°'s (а) и W= 6 (7a)0'5 (б). Усиление слабого сигнала на проход равно 10. 1 — стекло FJIC-21, 2 — ГЛС-1, 3 -ГЛС-6.

Наконец, увеличение длительности усиливаемого импульса приводит к повышению эффективности съема энергии. Этот эффект особенно значителен при переходе от импульсов длительностью около 1−3 не или короче к импульсам длительностью 30−100 не. На рис. 5 приведены рассчитанные с помощью уравнения Франца-Нодвика зависимости выигрыша в эффективности энергосъема от длительности сжатого импульса. Видно, что наибольший выигрыш, достигающий 6−13 кратного увеличения достигается для лазерных неодимовых стекол с меньшим значением ст (ГЛС-1, ГЛС-6), которые в силу этого лучше запасают энергию.

Для реализации вышерассмотренных преимуществ лазеров с компрессией импульсов необходимы эффективные, масштабируемые по энергии, методы сжатия импульсов. В настоящее время существует два эффективных механизма компресии импульсов. Один из них, наиболее удобный для получения импульсов пикои фемтосекундного диапазонов длительности, будет рассмотрен в следующем разделе. В этой же главе рассмотрим методы сжатия, основанные на вынужденном рассеянии.

4.2. Анализ и реализация различных схем компрессии импульсов при ВРМБ [40,73,78].

Механизм сжатия, основанный на вынужденном рассеянии наиболее эффективен для сжатия импульсов с конечной длительностью сопоставимой с временем релаксации характерных движений среды, присущих конкретному виду рассеяния. Так, для вынужденного рассеяния Мандельштама-Бриллюэна длительность сжатого импульса ограничена снизу на уровне более 100 пс, что связано с временем релаксации гиперзвука, практически во всех нелинейных средах превышающим 500 пс. Однако эффективное получение нанои субнаносеку нцг г г. гх импульсов актуально для многих применений, что делает ВРМБ безусловно перспективным методом компрессии импульсов в нанои субнаносекундном диапазоне длительностей.

Принцип сжатия при ВРМБ заключается во встречном усилении относительно слабого импульса на стоксовой частоте в поле мощной волны накачки. Использования ВРМБ для сжатия импульсов достаточно большой энергии целесообразно лишь при возможности энергетического масштабирования ВРМБ-компрессоров. В этом смысле простейшая схема сжатия, заключающаяся в оптимальной фокусировке исходного импульса накачки в объем рассеивающей среды длиной L при выполнении геометрического условия компрессии L > Ft/1, не позволяет масштабировать энергию свыше примерной 1 Дж и не обладает достаточной гибкость, необходимой для перестройки длительности импульса. Поэтому для использования в мощных лазерных системах с компрессией импульса более предпочтительной является схема ВРМБ-генератор-ВРМБ-усилитель.

Для эффективного съема энергии в ВР-усилителе, как и в обычном квантовом усилителе необходимо, чтобы плотность энергии входного стоксова импульса была близка к плотности энергии насыщения, задаваемой следующей формулой:

О), пр + п, для ts>Tr и (25)

W =¦ sal W sat gc

С0&bdquoПр + Л, Z для ts< где Тг — время релаксации нелинейности.

Это требование приводит к тому, что пучок накачки в усиливающей [елинейной среде должен быть подфокусирован или даже сфокусирован. Однако, в 1ервом случае ВРМБ-усилитель может эффективно работать лишь в достаточно зком диапазоне изменений энергии затравочного стоксова импульса и к тому же при обычно требуемом 2−3 кратном уменьшении диаметра пучка весьма вероятен оптический пробой окна кюветы, содержащей нелинейную среду. При сферической фокусировке импульсов основные ограничения связаны с пробоем нелинейной среды в фокусе линзы и с самовозбуждением усилителя перед приходом затравочного стоксова импульса. Масштабируемая по энергии беспороговая схема сжатия [10*], в которой затравочный импульс на стоксовой частоте генерируется при кратковременной фазовой модуляции части импульса накачки, оказывается весьма требовательной к стабильности энергии.

В связи с этим нами была предложена схема ВРМБ-усилителя, работающего при цилиндрической фокусировке пучков. При фокусировке излучения цилиндрической линзой по сравнению со сферической линзой площадь пучка в каустике линзы возрастает в DJfi раз, где, 9 — угловая расходимость излучения, Dдиаметр пучка на линзе с фокусным расстоянием / Для типичных условий эксперимента с/= 50 см, ?> = 1 см, 6 = 10″ 4 рад — пороговая мощность пробоя возрастает на три порядка по сравнению с вариантом сферической фокусировки. При этом плотность энергии затравочного стоксова импульса вблизи каустики может быть сделана близкой к плотности энергии насыщения для большинства широко употребительных нелинейных сред.

Эффективность предложенной схемы компрессии была подтверждена при численном и экспериментальном моделировании сжатия затравочного импульса длительностью 0,2 не в поле 1,5 не импульса накачки при ВРМБ в сжатом до 60 атм Аг. Была показана возможность 80% энергетической эффективности преобразования энергии из длинного импульса в короткий. Представленная схема легко масштабируется при изменении уровня энергии на два порядка — до 10 Дж.

4.3. Оптические схемы лазеров с компрессией импульса [40,54,55,73,78].

В простейшем виде схема лазера с компрессией импульса повторяет схему с ОВФ-ВРМБ-зеркалом, в котором выполнены геометрические условия сжатия: F>ctp/2n. При этом для получения импульса минимальной длительности необходимо минимизировать длину фокальной перетяжки в условиях острой фокусировки, что вместе с ограничением степени сжатия на уровне t/ts «G, h приводят к необходимости использовать импульсы накачки минимальной длительности и нелинейные среды с минимальным временем релаксации. Так, проведенные нами численные расчеты и эксперименты показали возможность получения в СС14 сжатых импульсов длительностью около 200 пс при длительности импульса накачки-3 не и его энергии-10−20 мДж (примерно 10−20 пороговых энергий). Ранее сообщалось о получении 150 пс импульсов [11*], но вблизи порога ВРМБ. После компрессии сжатый стоксов импульс распространяется в обратном направлении через усилители, компенсируя фазовые неоднородности, и выводится из схемы с помощью стандартных невзаимных элементов (ячейка Фарадея, четвертьволновая развязка). Достоинством этой схемы является простота получения сверхкоротких импульсов, реализация режима квази-ОВФ и компенсация фазовых неоднородностей в усилительной системе, подавление возможного самовозбуждения усилителей из-за порогового характера рассеяния. Однако, на втором проходе через усилительную систему распространяется короткий импульс, подверженный влиянию самофокусировки и ограничению со стороны оптического пробоя. К тому же в этой схеме сложно варьировать длительность импульса в силу геометрических ограничений и существования оптимальной для сжатия энергии. Поэтому данная схема компрессии перспективна для лазеров умеренной мощности с фиксированной длительностью импульса. Так, нами на ее основе был реализован импульсно-периодический лазер на Nd: YAG с частотой следования импульсов 20−50 Гц, длительностью импульса менее 300 пс, выходной энергией до 100 мДж и дифракционным качеством пучка. Такие лазеры перспективны, например, для использования в лазерной технологии, рентгеновской фотолитографии, различных научных приложениях.

Для мощных лазерных систем более полная реализация их возможностей (см. 4.1.) достигается при сжатии импульсов на их выходе. При этом, как уже обосновывалось в предыдущем параграфе, энергетическое масштабирование ВР-компрессора должно основываться на разделении процессов получения затравочного стоксова излучения и его усиления. Такое разделение возможно как на выходе лазерной системы, так и в некоторой промежуточной ее точке. Второй подход, на наш взгляд, в ряде случаев является предпочтительным и обладает следующими достоинствами:

• получение затравочного стоксова излучения в условиях фокусировки части энергии накачки в объем нелинейной среды происходит при относительно малой энергии, исключающей влияние конкурирующих нелинейных процессов- «соотношение энергий накачки и затравочного стоксова излучения могут легко варьироватьсявозможна реализация схемы ОВФ для компенсации фазовых неоднородностей в усилительной системе.

Возможность реализации такого подхода к компрессии импульсов 1сследовалась в лазерной системе на неодимовом стекле. Проведенные жспсриментальные исследования показали возможность реализации всех тех возможностей, которые упоминались выше. В этом же лазере была подтверждена терспективность использования ВРМБ-усилителя, работающего в цилиндрически сфокусированных лазерных пучках.

1.4. Особенности использования ВРМБ — компрессии в мощных лазерных истемах для инерциального термоядерного синтеза [54,55,69].

Согласно современным представлениям лазерный импульс, требуемый для ажигания термоядерной реакции должен иметь специальный временной профиль с арастающей интенсивностью к концу импульса, что требуется для оптимального жатия мишени. Кроме того, для сглаживания распределения интенсивности на ишени используются достаточно широкополосное излучение (>10 ГГц).

Выполнение требований, предъявляемых к лазерному импульсу в системах ТС возможно не только в лазерах прямого усиления, но и в лазерных системах с омпрессией импульса, но несколько другими методами. Так, например, временное рофилирование импульса возможно в ВРМБ-усилителе путем разделения тносительно длинной накачки на две части. Одна часть сжимается, а другая не зменяет своей длительности, отражаясь от обычного зеркала. Другой подход основан на использовании оптического растра, делящего апертуру пучка на большое количество ячеек, в каждой из которой содержится мощность, существенно (более 10 раз) превышающая пороговую мощность ВРМБ. Затем каждая из ячеек фокусируется в отдельную область ВРМБ-активной среды линзами с отличающимися фокусными расстояниями. В результате для разных ячеек может реализоваться режим как ОВФ, так и сжатия. В результате на выходе будет усредненный по сечению профилированный во времени импульс, профилем которого можно управлять, изменением фокусного расстояния линз растра.

Последняя схема с оптическим растром может быть использована также для сглаживания распределения интенсивности на мишени. Поскольку при при независимой фокусировке каждой из ячеек растра сдвиг фазы в каждой ячейке будет случайным, выходящее излучение будет дискретным образом случайно промодулировано по фазе, что эквивалентно постановке в пучок динамической случайной фазовой пластинке, дающей выигрыш в равномерности /= тх!(т ± г-I)]0'5, где т — количество субапертур, х = tjts — отношение длительности лазерного импульса к времени релаксации гиперзвука. Дополнительную и существенную возможность повышения уровня сглаживания интенсивности на мишени дает использование различных длин волн в каждой из субапертур при условии, что общий спектр излучения находится внутри полосы усиления активной среды (для неодимового стекла это около 100 Анстрем).

Таким образом, лазерные системы с компрессией импульса кроме очевидных энергетических преимуществ позволяют потенциально управлять формой и фазой импульсов, что делает их перспективными для решения самых разнообразных задач лазерной оптики.

5. МОЩНЫЕ ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ПИКОСЕКУНДНЫЕ ЛАЗЕРНЫЕ СИСТЕМЫ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ

Другой подход к генерации предельно коротких лазерных импульсов связан с использованием групповой задержки скорости распространения импульсов в диспергирующей среде, характеризуемой в общем виде следующей зависимостью фазы от времени: cp (/)=CD? + 0,5|3t2+0(r3) (27) 82к 5vgr з где Р — - - коэффициент дисперсии, 0(/) — члены разложения фазы в ряд более высокого порядка Таким образом, для сжатия импульсов необходимо, чтобы относительно длинный лазерный импульс был достаточно широкополосным: tpAa «1. Такой фазовомодулированный импульс с линейной зависимостью частоты от времени получил в литературе название чирпированного импульса.

Поскольку чирпированный импульс имеет существенно большую длительность чем сжатый, в усилительной системе в значительной степени подавляются те ограничивающие мощность нелинейные эффекты, которые уже рассматривались выше. Возможности этой концепции в твердотельной лазерной системе с использованием уже имевшихся к тому времени методов генерации чирпированных импульсов и их компресиии впервые были продемонстрированы в работе Mourou с соавторами[12*].

5.1. Исследование методов формирования стабильных высококонтрастных лазерных импульсов и цугов импульсов[53,56,59,61,67,68,76].

Стабильность генерации исходных пикосекундных лазерных импульсов в задающем генераторе на фосфатном неодимовом стекле с самосинхронизацией мод спиртовым раствором красителя 3274У решалась использованием отрицательной * обратной связи, осуществляемой ячейкой Поккельса, управляемой высоковольтным блоком на основе электронной лампы. В результате демпфирующего действия ячейки Поккельса удлиняется линейный период развития генерации, что давало возможность генерации стабильных цугов пикосекундных импульсов общей длительностью 10−20 мкс с периодом следования 13 не, определяемым длиной резонатора L-2 м. Было определено, что основной причиной нестабильности амплитуды пикосекундных импульсов являются акустические колебания в кристалле DKDP ячейки Поккельса. Демпфирование этих колебаний и использование двухкристалльной конструкции позволило увеличить стабильность амлитуды в несколько раз, в результате чего относительная нестабильность интенсивности была менее 3%.

Для различных применений сверхкоротких лазерных импульсов часто требуются высококонтрастные одиночные импульсы. Например, в исследованиях по физике плазмы на уровне интенсивностей 1018 Вт/см2 необходимый контраст должен превышать 106−108 для того, чтобы на поверхности мишени не образовывалась предплазма. Проведенные экспериментальные исследования показали, что в созданной лазерной системе на неодимовом стекле на основе оптической схемы задающий генератор с самосинхронизацией мод-удлинитель им-ульсов (стретчер)-регенеративный усилитель-система мощных усилителейомпрессор, главной причиной снижения контраста одиночных пикосекундных мпульсов является недостаточный контраст выделения одиночных импульсов в адающем генераторе и регенеративном усилителе. В результате этого эффекта осле задающего генератора кроме основного выделенного импульса присутствуют редимпульсы и послеимпульсы" такой же длительности, но с интенсивностью 00−200 раз меньшей основного импульса. После удлинения в стретчере эти мпульсы поступают в регенеративный усилитель (РУ), образуя новую оследовательность импульсов с периодом, равным разности баз резонаторов ЗГ и У. Для устранения этого эффекта была создана система контрастирования на снове электрооптического дефлектора и ячеек Поккельса, позволившая увеличить онтраст импульсов в 104 раз. Аналогичный прием, основанный на применении лектрооптического дефлектора, был использован также для устранения редимлульсов после регенеративного усилителя. В результате этих исследований онтраст мощного одиночного импульса на выходе лазерной установки составил олее 10б, что является приемлемой величиной для плазменных экспериментов.

Для многих применений сверхкоротких импульсов, в особенности при озбуждении и исследовании высокотемпературной плазмы, необходимо иметь не диночный импульс, а контролируемую последовательность сверхкоротких лазерных импульсов. Как было обосновано теоретически и показано экспериментально, такой цуг сверхкоротких импульсов с контролируемыми амплитудами может управляться той же системой временной селекции на основе электрооптического дефлектора и ячеек Поккельса. При этом период импульсов в цуге может регулироваться в достаточно широких пределах (от пикосекунд до наносекунд) изменением разности баз резонаторов ЗГ и РУ.

В пределе с использованием такого метода мультиплексирования возможна генерация длинной последовательности пикосекундных импульсов с регулируемыми амплитудами и фазами, которая образует единый профилированный широкополосный импульс. Такой импульс обладает всеми необходимыми параметрами для применения в исследованиях по проблеме лазерного термоядерного синтеза.

5.2. Тераваттная пикосекундная лазерная система на неодимовом стекле: основные элементы и параметры [53,62,66,68,72,79].

Для проведения исследований по физике плазмы и нелинейной оптике была разработана и создана лазерная система на неодимовом стекле с усилением и сжатием чирпирс-ванного импульса. Неодимовое стекло, уступая кристаллам Ti: Al203 по ширине полосы усиления, а значит и по минимально возможной длительности энергии, позволяет получать существенно более высокие уровни энергии (кДж уровня). Это, в свою очередь, дает возможность генерировать те же уровни интенсивности, а для ряда применений, таких, например, как быстрый поджиг термоядерной реакции, большая энергия является ключевым параметром.

Общая блок-схема лазера показана на рис. 6. Она состоит из нескольких основных блоков. Рассмотренный выше подход к генерашги стабильных пикосекундных импульсов был использован для создания стартового комплекса мощного пикосекундного лазера. Исходный лазерный импульс длительностью 1 пс генерировался и выделялся из цуга в задающем генераторе с самосинхронизацией мод. Достаточно большая энергия импульса (1 цДж) по сравнению с энергией лазеров с непрерывной накачкой, снижает требования к общему усилению системы, что, в свою очередь, облегчает получение высококонтрастных импульсов, дат ее в соответствии с концепцией усиления чирпированных импульсов этот импульс удлинялся до 450.500 пс и приобретал линейную частотную модуляцию в стретчере на основе дифракционных решеток. В первоначальном варианте стретчер состоял из двух дифракционных решеток с телескопом Кеплера между ними, импульс проходил дважды через эти решетки. В дальнейшем была рассчитана и собрана более компактная схема стретчера на одной дифракционной решетке, от которой импульс отражался последовательно 8 раз. После описанной выше системы контрастирования чирпированный импульс усиливался в регенеративном усилителе до энергии 3−5 мДж.

При усилении импульса в РУ, а также в последующей усилительной системе спектр импульса может модифицироваться вследствие различных эффектов: ограниченности полосы усиления активной среды и полосы пропускания разных элементов в РУ, фазовой самомодуляции, обусловленной нелинейностью показателя преломления, насыщения усиления. Возможна также модуляции спектра, вызываемая, например, интерференционными эффектами в ячейках Псжкельса, линзах, Это приводит к необходимости тщательного отбора и разработки элементов РУ, а также их просветления, наклона поверхностей элементов относительно оптической оси, исключения двулучепреломления.

1 ps, 1

Электроопт. Дефлектор + затворы Локкельса

450 ps, 0.5 vJ

450 ps, 5 mJ

Пассивная самосинхрон, мод с отриц. обо. связыо

Двухороходовая схема с двумя дкф. решетками

Задающий • Удлинитель 1 J L Регенерат. 1 Электроопт. генератор импульса усилитель дефлектор

Фоку сир. o&beinvB

450 vs. 5 J

50−100 проходов по резонатору с вводом к выводом затворами Поккельса

Кристалл LiTa03. +простр. фильтр

450 ps, 20 mJ

Компрессор

Усилит, канал

Предуснлители

Асферяческая лшза, или парабола 50−60% энергии в пятне

08 рт 1>5×1017 W/cm2

Однопроходовая конфигурация на сжно&едвух дифракционных решеток 17ftf) шт./мы

4 стержиевьгх усилителя на неодимовом стекле 015, 20,30 и 45 мм,

разделенных пространственными фильтрами +• ячейки

2 сгержн. усил. на неод. стекле 06 и 8 мм

Рис. 6. Блок схема тераваттной лазерной системы

Величина сужения спектра зависит от общего усиления в системе G, а также оотношения ширины входного спектра и ширины спектра люминесценции hum и для гауссовской формы линий люминесценции описывается следующим ыражением Alout*Ain [1 + ln (G)* (AXJAX/um)2]'l/2. Оценки показывают, что для 1 пс ходного импульса с шириной спектра около 1,8 нм при общем усилении системы G 107 сужение спектра, а значит и удлинение импульса, относительно невелики, роведенные измерения длительности сжатого импульса на выходе лазерной истемы подтвердили эти оценки — длительность импульса увеличилась езначительно и составила примерно 1,5 пс.

Более сильное влияние на ширину и структуру спектра, как показагги роведенные исследования, могла оказывать фазовая самомодуляция ирпированного импульса. Ее влияние было заметно в регенеративном усилителе, огда не принимались специальные меры по контрастированию импульсов. В «этом 1учае в РУ происходила интерференция основного выделенного импульса и редимпульсов (или по слей м пульсов), приводящая к сильной амплитудной одуляции излучения с сильным возрастанием пиковой мощности. При этом ледствие фазовой самомодуляции такого сложного импульса происходило 2−3 кратное расширение его спектра, приводящее к значительному сжатию (до 0,7 пс) основного импульса, окруженного сателлитами. Использование системы контрастирования позволило подавить этот эффект.

Относительно небольшая (500 пс) длительность чирпированного импульса не позволяет полностью избежать вредного влияния самофокусировки при его усилении. Поэтому в лазерной усилительной системе, использовавшейся для дальнейшего усиления были приняты ранее разработанные меры подавления мелкомасштабной самофокусировки — пространственная фильтрация, оптическая ретрансляция, лазерные усилители с высоким коэффициентом усиления. В результате этого на выходе оконечного стержневого усилителя с активным элементом ^45×300 мм выходная энергия в чирпированном импульсе достигала 10 Дж.

Для сжатия импульсов столь большой энергии применялся двухили одно-проходовый компрессор на основе двух голографических золоченых дифракционных решеток (1700 штрихов на мм) размером 100×180 мм, работающих под углами, близкими к углу автоколлимации. Дифракционная эффективность решеток была равна 90%, что дает общую эффективность компрессора более 80%. Порог оптического пробоя для 1,5 пс импульсов составлял примерно 150 мДж/см2, что дает возможность работать при средней по сечению лучевой нагрузке около 50 мДж/см2, позволяя получать на выходе импульсы с энергией до 5 Дж или пиковой мощностью 3−4 ТВт. Заметим, что исследованный нами метод повышения порога оптического пробоя с помощью использования диэлектрических покрытий потенциально позволяет существенно (более чем в 2 раза) увеличить лучевую стойкость дифракционных решеток, приблизив тем самым ее к стойкости остальных элементов системы. В будущем при оптимизации этого метода возможно значительное уменьшение выходной апертуры пучков лазеров тераватгного уровня мощности, сделав их более доступными для проведения физических экспериментов.

Выходной лазерный импульс длительностью 1,5 пс фокусировался на различные мишени в вакуумной камере с помощью либо асферической линзы, либо параболического зеркала. Как одна, так и другая фокусирующие системы обеспечивали концентрацию примерно 60% энергии в пятне диаметром 6−8 мкм, однако парабола из-за своего большего размера позволяла фокусировать пучки большего размера (диаметром до 100 мм). При этом максимальная интенсивность излучения в фокусе достигала 1018 Вт/см2.

5.3. Фазовая самомодуляция и компрессия сверхкоротких лазерных импульсов большой энергии [48,62,70,71,79].

В лазерных системах на неодимовом стекле длительность импульса ограничена шириной спектра усиления стекла и составляет величину около 1 пс для фосфатных неодимовых стекол и может быть сокращена до примерно 0,3 пс при использовании в усилителях фосфатных и силикатных стекол попеременно. Дальнейшее сокращение импульсов в этих системах возможно лишь при использовании нелинейной фазовой самомодуляции.

Фазовая самомодуляция была исторически первым методом получения чирпированных импульсов. При этом уширение спектра Лео, характеризующее коэффициент сжатия М = Дсо/Дшо, определяется производной интеграла распада В. дв

В объемных средах величина В ограничивается мелкомасштабной самофокусировкой на уровне В < 2−3, что и предопределило практическую неприменимость этого метода для существенного уширения спектра. Выход был найден в использовании одномодовых волоконных световодов, где самофокусировка подавляется, но величина энергии ограничивается оптическим пробоем на уровне наноджоулей. Заметное увеличение энергии до мкДж уровня было получено при увеличении размера нулевой моды в полых световодах, заполненных инертными газами [13*]. Дальнейшее увеличение энергии возможно лишь при использовании других методов подавления самофокусировки не сводящихся к поддержанию одномодового режима распространения в световодах.

Такие методы были рассмотрены уже в разделе 2 и они, как это было предложено нами, могут быть использованы для повышения степени самомодуляции в объемных нелинейных кубичных средах. Наиболее эффективный способ подавления ММС заключается в использовании пространственных фильтров — оптических ретрансляторов (ИФ-ОР). При этом на каждом фрагменте нелинейной среды между ПФ-ОР интеграл распада действительно ограничивается на прежнем уровне В < 2−3, тогда как в целом по системе состоящей из N нелинейных элементов и ПФ-ОР допустимая величина В, характеризующая общий нелинейный набег фазы и величину уширения спектра, будет равна В = NB. В такой системе с помощью простых пассивных, электрооптических или магнитооптических развязок ожно реализовать многопроходовый или регенеративный режим работы, что величивает В в т раз, где т — число проходов.

Предельные величины В при фазовой самомодуляции в прозрачных вердотельных или жидких нелинейных средах ограничиваются двумя эффектами — оптическим пробоем и ВКР. Как показали наши измерения оптический пробой граничивает рабочую интенсивность излучения на уровне примерно 100 ГВт/см2 ля импульсов длительностью около 3 пс. Для такой интенсивности и нелинейного юказателя преломления плавленого кварца пг к 0,9Т0~13 единиц CGSE длина одного рагмента нелинейного элемента составляет всего 2 см, так что сами линзы про-транственных фильтров могут выполнять роль таких нелинейных элементов. В том лучае, когда это нежелательно или по другим причинам (например, для устранения роматической аберрации линз пространственных фильтров при прохождении ирокополосного импульса), вместо линзовых могут использоваться зеркальные истемы.

Пороговая интенсивность возбуждения ВКР — другого ограничивающего ффекта может быть оценена из порогового инкремента G, h ~ 30: I" ЗО/gZ, где gогонный инкремент ВКР, L — полная длина нелинейной среды. Например, для лавленного кварца g"1G'2 см/ГВт и В"1Ш"70. Для подавления ВКР в случае еобходимости можно использовать дихроичные зеркала, отражающие стоксово злучение, сильно сдвинутое по частоте относительно излучения накачки.

Для того чтобы набег фазы был однородным по сечению пучка, необходимо здать равномерное распределение интенсивности в нелинейной среде. Как обсуждалось в разделе 2, это обычно делается с помощью аподизирующей или «жесткой» апертуры, формирующей равномерный профиль пучка, и системы пространственных фильтров —¦ оптических ретрансляторов, передающих изображение этой диафрагмы в последовательно расположенные фрагменты нелинейной среды

Для проверки изложенной концепции было проведено численное моделирование, подтвердившее возможность получения существенных фазовых набегов в системе нелинейных элементов, разделенных пространственными фильтрами. При этом наилучшие результаты, естественно получались для импульсов квадратичной формы, для которого производная по времени, определяющая зависимость частоты от времени, линейна. При гауссовской форме импульса возникает нелинейность этой зависимости, приводящая к некоторому снижению контраста импульса при сжатии. Расчеты показали, что и в этом случае линейность частотной зависимости можно улучшить, управляя фазой чирпированного импульса, что наиболее просто осуществимо в стретчере.

Проведенные экспериментальные исследования позволили определить максимальный интеграл распада в одном нелинейном элементе, когда пучок из-за мелкомасштабной самофокусировки еще не распадается на нити. Для импульсов длительностью 1 пс, получаемых после рекомпрессии 500 пс импульса, допустимый интеграл распада В< 3. Использование 3-х нелинейных элементов из стекла К-8, разделенных оптическими фильтрами, позволило увеличить ширину спектра до 10 раз, подтвердив тем самым реализуемость предложенной концепции.

5.4. Интерферометрия чирпированных импульсов как метод дистанционного зондирования [64,65,76,77].

Точность измерения расстояний до удаленных объектов, как известно, повышается с укорочением длительности импульса. Однако прямое применение сверхкоротких импульсов для этой цели сдерживается возможностью возбуждения нелинейных эффектов в атмосфере (ВКР, ионизация воздуха) и необходимостью использования для этой цели сложной и дорогостоящей времяанализирующей аппаратуры (широкополосные приемники или осциллографы, фотоэлектронные регистраторы). Применение широко известных интерферометрических методов трудно осуществимо на больших расстояниях при значительных вариациях измеряемых длин. В этой связи вполне логичным представляется использование для этих целей сравнительно длинных широкополосных лазерных импульсов. Относительно невысокая пиковая мощность таких импульсов не вызывает нелинейных эффектов в атмосфере, а широкополосность позволяет надеяться на точность измерения расстояний, определяемую шириной спектра импульса. Такая возможность была реализована в работе [14*] для чирпированного лазерного импульса, который сжимался во времени после отражения от объекта и прихода к месту регистрации. Относительная дальность до объекта определялась по относительной временной задержке относительно референтного импульса с помощью фотоэлектронного регистратора (стрик камеры). При этом решалась проблема подавления нелинейных эффектов в атмосфере, но для проведения измерений по прежнему требовалась сложная времяанализирующая аппаратура.

Нами был предложен и обоснован метод, получивший название интерферометрии чирпированных импульсов, позволивший обойти эту трудность путем переноса измерений из временной области в спектральную.

Идея метода заключается в регистрации и анализе картины интерференции двух импульсов, референтного и отраженного от объекта, с линейной во времени частотной модуляцией. Такие импульсы легко получаются, например, при удлинении исходного короткого импульса дифракционными решетками и широко используются в так называемой технике усиления чирпированного импульса, рассмотренной ранее. Важно отметить, что для относительно длинного импульса (0.5−3 не) эффективно подавляются такие нелинейные процессы как мелкомасштабная самофокусировка при распространении импульса. Картина интерференции двух световых волн с квадратично изменяющейся фазой в интерферометре Майкельсона не является стационарной в результате того, что частота импульса изменяется во времени. Однако, временное преобразование Фурье является стационарным и несет информацию о фазе импульса в данный момент времени, что и дает возможность точно измерять расстояния.

В результате интерференции чирпированных импульсов сдвинутых по времени на величину т возникает временная амплитудная модуляция, которую легко можно наблюдать в спектре излучения, как это показано на рис. 12. Период этих спектральных модуляций Л©однозначно связан со временем задержки:

Таким образом, можно точно измерять временной сдвиг т, а значит и расстояние до объекта Iсг, измеряя период спектральных модуляций.

Оптическая схема устройства для реализации метода показана на рис. 7.

Рис. 7. Оптическая схема дистанционного измерения дальности с использованием техники усиления чирпированных импульсов и вид выходного спектра: 1 — чирпированный импульс, 2 — дифракционная решетка, 3 — регенеративный усилитель, 4 — объект, 5 — ПЗС-матрица.

Чирпированный импульс длительностью около 500 пс и энергией 0,5 pJ после адающего генератора на неодимовом стекле с самосинхронизацией аксиальных мод I стретчера поступает в регенеративный усилитель. Часть излучения из этого т = 2я/Дсо

29)

О 2 4 6 8 10 ДЯ>Д усилителя направляется на объект, возвращается обратно и интерферирует с импульсами, присутствующими в усилителе. Спектральная информация об этой интерференции анализируется на выходе с помощью дифракционной решетки и ПЗС — камеры.

Модельные эксперименты, проведенные с исходным пикосекундным импульсом подтвердили эти положения и показали возможность измерения расстояний с точностью 0,1 мм.

Используя результаты расчетов и экспериментов были определены предельные возможности рассматриваемого метода измерения расстояний и скоростей удаленных объектов.

5.5. Поглощение излучения, генерация рентгеновского излучения и быстрых частиц в плотной лазерной плазме [57,58,60,62,68,74,75,79,80,81].

Описанная выше мощная лазерная система на неодимовом стекле использовалась для изучения различных аспектов взаимодействия излучения с веществом. В результате такого взаимодействия образуется плотная и горячая плазма, которая является мощным источником тепловых и надтепловых (быстрых) частиц, рентгеновского излучения с различными энергиями квантов.

Прежде всего были измерены коэффициенты поглощения лазерного излучения плазмой, поскольку именно от этого в первую очередь зависит эффективность других процессов. Измерения показали, что коэффициент поглощения составляет величину около 40% для уровней интенсивности выше 1016 Вт/см2 и слабо зависит от типа поляризации лазерного излучения (s и р) при наклонном падении пучка на мишени. Это указывает на бесстолкновительный характер поглощения и как качественно, так и количественно находится в удовлетворительном согласии с теорией. Величина коэффициента поглощения вполне достаточна для возбуждения различного рода нелинейных процессов в плазме.

В результате таких процессов генерируется как тепловое, так и линейчатое рентгеновское излучение. Исследования, проведенные при воздействии пикосекундного лазерного импульса с I к 1017 Вт/см2 на мишени из алюминия показали, что общий коэффициент конверсии в относительно мягкий рентген в диапазоне от 300 эВ до 2 кэВ составляет около 2%. В экспериментах были зарегистрированы также линии Lya и Нга ионов алюминия, что позволило оценить среднюю температуру плазмы Те «300 эВ. Конверсия лазерного излучения в эти линии оказалась достаточно высокой — около 0,5%, что может быть использовано для создания яркого монохроматического точечного источника излучения. Длительность рентгеновского высвета при этом, как показывают численные расчеты, составляет 20−30 пс, что дает достаточно высокую пиковую мощность рентгеновского импульса — более 50 МВт.

Когда длительность лазерного излучения не важна можно получить существенное (на порядок) увеличение выхода рентгеновского излучения при использовании последовательности нескольких пикосекундных импульсов. При этом первым импульсом создается предплазма, которую уже более эффективно нагревает второй и последующие импульсы. При этом интенсивность тормозного и рекомбинационного излучений растет с увеличением расстояния между импульсами, а интенсивность линии Неа (для алюминиевой мишени) имеет максимум при задержке 30 пс.

Вследствие резонансного механизма поглощения значительная доля энергии поглощенного лазерного излучения конвертируется в быстрые электроны, а из них в быстрые ионы. В быстрые и тепловые частицы идет примерно равные доли энергии (около 30%). С ростом интенсивность возрастает и температура быстрых электронов в диапазоне 6−12 КэВ как Th ~ I °'44.

Кинетическая энергия быстрых ионов алюминия достигала 140 КэВ при интенсивности на мишени / «1 О17 Вт/см2. Существенная доля энергии, содержащаяся в быстрых частицах показывает, что лазерная плазма может быть эффективным источником этих частиц для различных применений. При торможении же этих частиц может генерироваться достаточно жесткое рентгеновское излучение.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Основные результаты работы в соответствии с ее разделами сводятся к следующему:

1.1. На основе проведенных экспериментальных исследований выявлены основные нелинейные эффекты, ограничивающие мощность и яркость излучения в мощных твердотельных лазерных системах: оптический пробой, самофокусировка и ВРМБ. Определены примерные границы по длительности импульса, когда влияние одного из этих эффектов является доминирующим. Рассчитано влияние формы лазерного импульса на возбуждение нелинейных процессов и определены оптимальные формы и длительности, обеспечивающие максимальное подавление того или иного эффекта.

1.2. Экспериментально определены параметры насыщения усиления отечественных фосфатных неодимовых стекол, использованные для разработки одели усиления. Экспериментально показано, что плотность энергии насыщения в аких стеклах, определяемая, в частности, временем жизни нижнего лазерного ровня, снижается для импульсов короче 1 не. На примере неодимового стекла кспериментально показана возможность съема более 90% энергии со спектрально еоднородно уширенной лазерной среды при использовании относительно длинных 30−100 не) лазерных импульсов как в схеме прямого усиления, так и в ногопроходовых схемах с использованием ОВФ — ВРМБ — зеркала.

2.1. На основе теоретических расчетов и экспериментальных исследований азработаны методы формирования оптимальных с точки зрения получения аксимальной яркости профилей лазерных пучков с учетом ограничивающих елинейных эффектов.

2.2. Исследован комплекс методов подавления самофокусировочной еустойчивости в твердотельных лазерных системах, позволивший увеличить нтенсивность излучения в лазерных усилительных системах до 10 ГВт/см2. первые экспериментально подтверждена возможность подавления мелкомас-табной самофокусировки с помощью оптических ретрансляторов.

2.3. Впервые экспериментально продемонстрировано повышение порога мелкомасштабной самофокусировки в пространственно-неоднородных пучках. Также экспериментально продемонстрировано, что пространственную однородность пучка в такой схеме можно восстановить при использовании эффекта обращения волнового фронта при ВРМБ.

2.4. Разработаны и созданы стержневые лазерные усилители большого диаметра D (до 10 см) на фосфатном неодимовом стекле для лазерных систем с высокой яркостью излучения с рекордными значениями коэффициента усиления а (см '), определяемого эмпирической формулой а (см" ') = 0.2Ш'057. Путем численного расчета определены предельные значения коэффициента усиления в стержневых усилителях. Показаны существенные преимущества разработанных усилителей перед другими их типами с точки зрения удельной запасенной энергии и компактности.

3.1. На основе подробных экспериментальных исследований обращения волнового фронта при ВРМБ в различных средах и при использовании разных схем существенно улучшены такие параметры ВРМБ-зеркал для мощных лазерных систем как динамический диапазон по мощности (максимальная мощность отражаемого от ВРМБ-зеркала излучения увеличена более чем в 10 раз) и точность коррекции ряда аберраций, присущих твердотельным лазерам. Экспериментально обнаружен и интерпретирован эффект аподизации и пространственной фильтрации световых пучков при ВРМБ в условиях фокусировки излучения в объем рассеивающей среды.

3.2. На основе теоретического расчета и результатов эксперимента показано, что динамический диапазон мощностей, в котором наблюдается ОВФ, сужается при ВРМБ в нестационарном режиме. Экспериментально показано, что из-за нестационарности процесса ВРМБ и влияния конкурирующих с ним процессов практически невозможно получить эффективное отражение излучения от ВРМБ-зеркала для импульсов короче примерно 1 не. В связи с этим предложен и реализован оригинальный и простой метод ОВФ профилированных во времени лазерных импульсов с высокой пиковой мощностью. Показано, что при ВРМБ происходит существенное увеличение контраста и сокращение длительности таких импульсов.

3.3. Экспериментально показано, что в условиях развития четырехволновых параметрических процессов при вынужденном комбинационном рассеянии (ВКР) возможно подавление попутного ВКР и эффективное (более 85% по фотонам) отражение излучения с обращением его волнового фронта. Этот эффект может быть использован для создания эффективных ВКР-преобразователей с высокой угловой направленностью излучения, а также для эффективной компрессии импульсов в пикосекундный диапазон длительностей.

3.4. Исследование различных методов ОВФ при ВРМБ позволило определить наиболее оптимальные схемы для автоматического фазирования лазерных пучков в нескольких усилительных каналах или отдельных фрагментах активных элементов лазеров. На примере конкретных лазерных систем показана эффективность фазирования при ВРМБ как метода масштабирования мощности лазерных систем.

4.1. Предложена новая архитектура твердотельных лазерных систем с высокой пиковой мощностью излучения, основанная на усилении относительно длинных лазерных импульсов с последующей их компрессией. На основе аналитических расчетов и модельных экспериментов показано существенное преимущество таких систем над системами с прямым усилением с точки зрения эффективности энергосъема, уменьшения апертуры усилителей, упрощения конструкции усилительных систем.

4.2. Предложена и реализована эффективная и масштабируемая по энергии схема компрессии импульсов при ВРМБ на основе последовательного усиления короткого и длинного лазерных импульсов с последующей перекачкой энергии из длинного импульса в короткий в ВРМБусилителе, работающем в подфокусированных или цилиндрически сфокусированных пучках.

5.1. Предложены и разработаны методы формирования как одиночных, так и серий высококонтрастных (контраст более 106) пикосекундных лазерных импульсов в лазерных системах, основанных на генерации, усилении к сжатии фазовомодули-рованных импульсов.

5.2. Предложен и экспериментально продемонстрирован новый метод получения существенной девиации частоты при нелинейной фазовой модуляции мощных сверхкоротких лазерных импульсов в периодической нелинейной среде, отдельные фрагменты которой разделены оптическими фильтрами-ретрансляторами, подавляющими мелкомасштабную самофокусировочную неустойчивость.

5.3. Предложен и экспериментально апробирован новый метод дальнометрии с использованием интерферометрии широкополосных фазовомодулированных лазерных импульсов. Показано, что этот метод позволяет с высокой точностью, ограничиваемой лишь шириной спектра импульсов, определять как расстояние, так и скорость до удаленных объектов при одновременном подавлении нелинейных эффектов в атмосфере.

5.4. Исследования взаимодействия мощных пикосекундных лазерных мпульсов с плотной высокотемпературной плазмой позволили определить сновные закономерности такого взаимодействия: поглощение и рассеяние эеюгцего излучения, эффективность преобразования энергии лазерного излучения в ентгеновское излучения, а также в тепловые и быстрые частицы, вылетающие из азерной плазмы. Показана возможность существенного (более чем в 10 раз) овышения выхода рентгеновского излучения при переходе от одиночных к серии икосекундных лазерных импульсов.

Таким образом, результаты проведенных исследований внесли существенный клад в исследование и разработку методов формирования пространственно-ременной структуры излучения мощных твердотельных лазеров с предельными араметрами. Самостоятельный интерес представляют некоторые конкретные рименения мощных лазерных импульсов для целей дальнометрии удаленных бъектов и образования плотной горячей плазмы с уникальными физическими араметрами.

Список публикаций по теме диссертации

1. Серебряков В. А., Соколова Р. С., Разумовская Н. А., Яшин В. Е. Стойкие интерференционные поляризаторы для ОКГ.// Оптико-механическая промышленность, 1977, в.9, с.56- 57.

2. Паперный С. Б., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Формирование плавного поперечного распределения интенсивности светового пучка с помощью фазовращающей пластинки.// Квантовая электроника, 1978, т.5, в.9, с.2059;2060.

3. Мак А. А., Мустаев К. Ш., Паперный С. Б., Серебряков В. А., Яшин. В. Е. Изменение пространственных характеристик стоксова излучения при его усилении в поле пространственно-некогерентной накачки ВКР-усилителя.// Письма в ЖТФ, 1978, т.4, в.21, с.1292−1297.

4. Мустаев К. Ш., Паперный С. Б., Серебряков В. А., Яшин В. Е. О параметрических процессах при колебательном ВКР в газообразном азоте.// ЖТФ, 1979, т.49, в. З, с.676−678.

5. Баянов В. И., Мак А. А., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Исследование самофокусировки в лазерных усилителях на неодимовом стекле и ее подавления с помощью пространственной фильтрации.// Квантовая электроника, 1979, т.6, в.5, с.902−910.

6. Мак А. А., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Подавление самофокусировки в пространственно-некогерентных световых пучка.// Письма в ЖТФ, 1980, т.6, в. З, с.129−133.

7. Мустаев К. Ш., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Подавление мелкомасштабной самофокусировки в усилителях на неодимовом стекле с помощь оптических ретрансляторов.// Письма в ЖТФ, 1980, т.6, в. 14, сс.856−859.

8. Крыжановский В. И., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Отражение профилированного во времени импульса неодимового лазера от ВРМБ-зеркала.// Письма в ЖТФ, 1981, т.7, в.1, с.57−61.

9. Власов С. Н., Яшин В. Е. Подавление самофокусировки в лазерных системах на неодимовом стекле с помощью оптических ретрансляторов.// Квантовая электроника, 1981, т.8, в. З, с.510−518.

10.Крыжановский В. И., Мак А. А., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Применение явления обращения волнового фронта для подавления мелкомасштабной самофокусировки.// Письма в ЖТФ, 1981, т.7, в.7, с.400−404.

Н.Власов С. Н., Крыжановский В. И., Яшин В. Е. Использование световых пучков с круговой поляризацией для подавления самофокусировочной неустойчивости в нелинейной кубичной среде с ретрансляторами.// Квантовая электроника, 1982, т.9, в.1, с.14−20.

12.Крыжановский В. И, Серебряков В. А., Яшин В. Е. Экспериментальное исследование двухпроходового лазерного усилителя на неодимовом стекле с четвертьволновой развязкой и ВРМБ-зеркалом.// Журн. техн. физики, 1982, т.52, в.7, с. 1356−1361.

13. Крыжановский В. И., Мак А. А., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Динамическая компенсация самовоздействия лазерного излучения с использованием метода обращения волнового фронта.// кн. «Нелинейная оптика», труды 7й Вавиловской конференции, Новосибирск, Ин-т автоматики иэлектрометрии СО АН СССР, 1982, ч.1, с.226−229.

14. Крыжановский В. И., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Обращение волнового фронта нанои субнаносекундных импульсов при ВРМБ.// Квантовая электроника, 1982, т.9, с. 16 951 697.

15.Грацианов К. В., Крыжановский В. И., Любимов В. В., Мак А. А., Панков В. Г., Серебряков В. А., Степанов А. И., Яшин В. Е. Исследование точности обращения волнового фронта при ВРМБ.// кн. «Обращение волнового фронта излучения в нелинейных средах», ИПФ АН СССР, 1982, с.143−159.

16. Мак А. А., Любимов В. В., Серебряков В. А., Фромзель В. А., Яшин В. Е. Твердотельные лазеры с высокой яркостью излучения.// Изв. АН СССР, сер. Физич., 1982, т.46, в.10, с.1858−1871.

17. Крыжановский В. И., Седов Б. М., Серебряков В. А., Цветков А. Д., Яшин В. Е. Формирование пространственной структуры излучения в твердотельных лазерных системах аподизирующими и жесткими апертурами.// Квантовая электроника, 1983, т. 10, в.2, с.354−359.

18.Крыжановский В. И., Яшин В. Е. Аподизация и пространственная фильтрация световых пучков при вынужденном рассеянии Мандельштама-Вриллюэна.//' Оптика и спектроскопия, 1983, т.55, в. 1, с.173−178.

19. Карпухин СЛ., Яшин В. Е. Эффективное отражение излучения с обращением волнового фронта при вынужденном комбинационном рассеянии в кристаллах.// Письма в ЖТФ, 1983, т.9, в. 18, с.1115−1120.

20. Баянов В. И., Крыжановский В. И., Серебряков В. А., Чарухчев А. В., Щавелев О. С., Яшин В. Е. Стержневые усилители на фосфатном неодимовом стекле диаметром 60 мм с высоким коэффициентом усиления.// Квантовая электроника, 1984, т. 11, в.2, с.310−315.

21. Карпухин С. Н., Яшин В. Е. Обращение волнового фронта сфокусированных пучков при ВКР в кристаллах.// Оптика и спектроскопия, 1984, т.56, в. З, с.572−574.

22. Алексеев В. Н., Бордачев Е. Г., Бородин В. Г., Горохов А. А., Крыжановский В. И., Крылов В. Н., Любимов В. В., Мак А. А., Мигель В. М., Малинов В. А., Никитин Н. В., Серебряков В. А., Стариков А. Д., Чарухчев А. В., Чернов В. Н., Чертков А. А., Яшин В. Е. Шестиканальная лазерная установка «Прогресс» на фосфатном неодимовом стекле.// Изв. АН СССР, сер. физическая, 1984, т.48, в.8, с. 1477−1484.

23. Карпухин С. Н., Яшин В. Е. Исследование генерации и усиления излучения при ВКР в кристаллах.// Квантовая электроника, 1984, т.11, в. 1, с.1992;2000.

24. Жданова Л. А., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Преобразование интенсивности и фазы световой волны многослойными диэлектрическими покрытиями.// Оптика и спектроскопия, 1985, т.58,в.5, с.1102−1105.

25.Бетин А. А., Васильев А. Ф., Кулагин О. Н., Манишин В. Г., Яшин В. Е. Обращение волнового фронта при нестационарном ВРМБ сфокусированных пучков.// ЖЭТФ, 1985, т.88, в.9, с.817−832.

26. Васильев А. Ф., Мак А. А., Митькин В. М., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Исследование коррекции термонаведенных оптических искажений и когерентного фазирования пучков при вынужденном рассеянии Мандельштама-Бриллюэна.// ЖТФ, 1986, т.56, в.2, с.312−316.

7. Баянов В. И., Бордачев Е. Г., Волынкин В. М., Крыжановский В. И., Мак А. А., Моторин И. В., Никонова М. В., Серебряков В. А., Стариков А. Д., Чарухчев А. В., Щавелев О. С, Яшин В. Е. Стержневые усилители большой апертуры на фосфатном неодимовом стекле для лазеров с высокой яркостью излучения.// Квантовая электроника, 1986, т. 13, в.9, с. 1891−1896.

28. Васильев А. Ф., Митькин В. М., Шацев А. Н., Яшин В. Е. Исследование ОВФ при ВРМБ световых пучков с плавными фазовыми неоднородностями.// кн. «Обращение волнового фронта излучения в нелинейных средах», Минск, ИФ АН БССР, с. 188−193.

29. Васильев А. Ф., Яшин В. Е. Исследование ОВФ и эффективности отражения в схеме ВРМБ-генератор — усилитель.// кн. «Обращение волнового фронта излучения в нелинейных средах», Минск, ИФ АН БССР, с.255−259.

30. Васильев А. Ф., Яшин В. Е. ВРМБ сфокусированных пучков в усиливающей среде.// Квантовая электроника, 1987, т. 14, в.1, с.213−215.

31.Васильев А. Ф., Яшин В. Е. ВРМБ при больших превышениях пороговой энергии накачки.//Квантовая электроника, 1987, т.14, в.5, с.1014−1019.

32.Любимов В. В., Мак А. А., Яшин В. Е. Некоторые проблемы использования обращения волнового фронта в лазерных системах.// Изв. АН СССР, сер. Физич., 1987, т.51. в.2, с.330−339.

33.Васильев А. Ф., Мак А. А., Маркосов С. А., Яшин В. Е. Эффективное отражение излучения с большой угловой расходимостью от ВРМБ-ОВФ зеркала.// Оптика и спектроскопия, 1987, т.63, с.225−228.

34.Крыжановский В. И., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Насыщение усиления импульсов длительностью 0,3−30 не в фосфатных неодимовых стеклах.// Квантовая электроника, 1987, т.14, в. 12, с. 2407−2413.

35.Васильев А. Ф., Митькин В. М., Шацев А. Н., Яшин В. Е. О точности коррекции плавных фазовых искажений методом ОВФ при ВРМБ сфокусированных пучков.// Квантовая электроника, 1988, т. 15, в.4,с.771−778.

36.Баянов В. И., Винокуров Г. Н., Жулин В. И., Яшин В. Е. О предельных коэффициентах усиления стержневых твердотельных усилителей в режиме накопления инверсии.// Квантовая электроника, 1989, т.16, в.2, с.253−260.

37.Крайнов В. В., Мак А. А., Яшин В. Е. О точности коррекции сферической аберрации методом ОВФ излучения при ВРМБ сфокусированных пучков.// Квантовая электроника, 1990, т.17, в.2, с. 182−188.

38. Васильев А. Ф., Крайнов В. В., Яшин В. Е. Особенности усиления импульсов и энергосьема в двухпроходовом усилителе на неодимовом стекле с ВРМБ зеркалом.// Квантовая электроника, 1990, т.17, в.2, с Л 82−188.

39. Мак А. А., Малинин Б. Г., Яшин В. Е. Некоторые проблемы применения обращения волнового фронта в твердотельных лазерных системах.// Изв. АН СССР, сер Физическая, 1990, г. 54, в.6, с. 1026−1035.

40. Мак А. А., Соме Л. Н., Фромзель В. А., Яшин В. Е. Лазеры на неодимовом стекле.// Изд. «Наука», главн. ред. физ.-мат. лит., М., 1990 г., 290 с.

41. Крайнов В. В., Мак А. А., Русов В. А., Яшин В. Е. ОВФ высокочастотной серии импульсов при ВРМБ.// сб." Обращение волнового фронта лазерного излучения в нелинейных средах". Минск, изд. ин-та физики АН БССР, 1990, с.228−233.

42.Васильев А. Ф., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Особенности ОВФ и фазирования излучения в импульсно-периодическом лазере на ортоалюминате иттрия.// сб." Обращение волнового фронта лазерного излучения в нелинейных средах". Минск, изд. ин-та физики АН БССР, 1990, с.240−244.

43.Шашкин В. В., Яшин В. Е. Оптимизация формы импульса в твердотельных лазерных усилителях с учетом ограничений, накладываемых нелинейными эффектами.// Изв. АН СССР, сер. Физическая, 1991, т.55, в.2, с.303−307.

44.Крайнов В. В., Мак А. А., Русов В. А., Яшин В. Е. ОВФ высокочастотной серии импульсов при ВРМБ сфокусированных пучков.// Квантовая электроника, 1991, т.18, в.8, с.959−963.

5.Баянов В. И., Крыжановский В. И., Кузнецов А. Р., Марусова О. Ю., Плюхин А. Г., Яшин В. Е. Оптимизация накачки активных элементов из неодимового стекла различного состава светом импульсных ксеноновых ламп.// Журн. прикладной спектроскопии, 1991, т.54, в.2, с.223−228.

6.Крайнов В. В., Яшин В. Е. Стабилизация энергии лазерных импульсов с помощью ВРМБ.// Оптика и спектроскопия, 1991, т.70, в. б, с. 1319−1323.

7. Васильев А. Ф., Гладин С. Б., Яшин В. Е. Импульсно-периодический лазер на Nd: YA103 с фазированной при ОВФ-8РМБ апертурой./'/' Квантовая электроника, 1991, т. 18, в.4, с.545−548.

8.Мак А. А., Яшин В. Е. О возможности сжатия лазерных импульсов большой энергии в компрессоре на основе квазипериодической системы нелинейных элементов и диспергирующей среды.// Оптика и спектроскопия, 1991, т.70, в.1, с.3−5. 9. Васильев А. Ф., Яшин В. Е. ОВФ при ВРМБ в системе генератор-усилитель с нелинейным фильтром .//Квантовая электроника, 1991, т.18, в.12, с.1471−1472.

0.Ешмеметьева Е. В., Королев В. И., Меснянкин Е. П., Серебряков В. А., Шашкин U.H., Яшин В. Е. О предельных энергетических параметрах излучения в лазерных системах на неодимовом стекле.// Квантовая электроника, 1992, т. 19, в.9, с. 837−841.

1. Yashin V.E. High power lasers for fusion with pulse compression.// SPIE Proceedings, 1992, v. l839, p. 175−180.

Дьяченко П.П., Зродников A.B., Прохоров Ю. А., Пупко В. Я., Сатин С. С., Субботин

B.И., Басов Н. Г., Розанов В. Б., Сенатский Ю. В., Феоктистов Л. П., Мак А. А., Паперный

C.Б., Серебряков В. А., Яшин В. Е. Гибридная ядерно-термоядерная электростанция.// Препринт ФЭИ-2327, Обнинск -1993, изд. ФЭИ.

Vankov A., Kozlov A., Chizhov S., Yashin V. 1-TW Nd: glass laser system.// Proceedings of SPIE, 1994, v.2095, p.87−93.

Mak A.A., Papemyi S.B., Serebryakov V.A., Charuhchev A.V., Yashin V.E. Solid-State Laser Driver for Hybrid Fission-Fusion Reactor. Proceedings of the I.A.E.A. Technical Commitee meeting on drivers for Inertial Confinement Fusion, ed. J. Coutant, Centre d’Etudes de Limeil-Valenton, Paris, 1995, p. 147−152. Yashin V.E. Problems of Applications of SBS Phase Conjugation in Large Scale Fusion Laser Facilities.//Proc. SPIE, 1995, v.2663,p.412−421.

Ваньков А.Б., Козлов A.A., Чижов C.A., Яшин В. Е. Повышение контраста ультракоротких лазерных импульсов с помощью электрооптического дефлектора.// Квантовая электроника, 1995, т.22, в. б, с.583−585.

Andreev А.А., Bayanov V.I., Vankov А.В., Kozlov A.A., Komarov V.M., Kurnin I.V., Soiovyev N.A., Chizhov S.A., Yashin V.E. Absorption of ultrashort laser pulses, x-ray and fast particle generation in super-dense plasma.// SPIE Proceedings, 1996, v.2770, p.82−97. Андреев A.A., Баянов В. И., Ваньков А. Б., Козлов А. А., Комаров В. М., Курнин И. В., Соловьев Н. А., Чижов С. А., Яшин В. Е. Поглощение лазерного УКИ, генерация рентгеновского излучения и быстрых частиц горячей плотной плазмой.// Квантов-электроника, 1996, т.23, № 10,с.907−910.

59. Vankov А.В., Kozlov А.А., Chizhov S.A., Gorbunov V.A., Gogoleva N.G., Yashin V.E. Hig contrast ratio sub-picosecond pulse generation and it characterization in Nd: glass laser syste based on chirped pulse.// Book «Ultrafast processes in spectroscopy», Plenum Press, Ne York, London, 1996, p.41−43.

60. Андреев A.A., Баянов В. И., Ваньков А. Б., Козлов А. А., Комаров В. М., Курнин И. В. Соловьев Н.А., Чижов С. А., Яшин В. Е. Рентгеновский высвет из плазмы, образованно цугом пикосекундных лазерных импульсов.// Квантовая электроника, 1996, т.24, в.1, с 79−81.

61.Mazurenko Yu.T., Putilin S.E., Spiro A.G., Beliaev A.G., Chizhov S.A., Yashin V. E Ultrafast time-to-space conversion of phase by the method of spectral nonlinear optics./ Optics Letters, 1996, v.21,No.21, p.1753−1755.

62. Андреев A.A., Мак А. А., Яшин B.F. Генерация и применение сверхсильных светозы полей.//Квантовая электроника, 1997, т.24, в.2, с.99−114.

63.Kozlov А.А., Andreev A.A., Chizhov S.A., Vankov А.В., Yashin V.E. Optical breakdown о transparent dielectrics by picosecond and subnanosecond laser pulses.// SPIE Proceedings 1997, v.3093, p.75−79.

64. Ваньков А. Б., Козлов А. А., Чижов C.A., Яшин B.E. Спектральная интерферометр1 чирпированных импульсов и ее применение.// Оптика и спектроскопия, 1998, т. 84, в.1 с. 94−99.

65.Ваньков А. Б., Козлов А. А., Чижов С. А., Яшин В. Е. Интерферометрия чирпированног импульса как метод дистанционного измерения доплеровских сдвигов частоты./ Оптика и спектроскопия, 1998, т.84, в.4, с.672−676.

66.Badjiak J., Chizhov S.A., Kozlov A.A., Makowski J., Paduch M., Tomashewski K., Vanko A.B., Yashin V.E. Picosecond, terawatt all Nd: glass CPA laser system.// Optic Communications, 1997, v. 134, p.495−502

67-Мазуренко Ю.Т., Путилин С. Э., Спиро А. Г., Беляев А. Г., Чижов С. А., Яшин В. Е Регистрация временной и фазовой структуры сверхкоротких импульсов света методо спектральной нелинейной оптики.// Оптический журнал, 1997, т.64, № 4, с. 130−133.

68. Yashin V. Е., Andreev А.А., Bayanov V.I., Van’kov А.В., Kozlov A.A., Kurnin I.V. Solov’ev N.A., Chizhov S.A. Production of High-Contrast Picosecond Pulses in a Nd: Glas Laser System and Their Application for the Generation of X-ray Radiation in a High Temperature Plasma.// Laser Physics, 1998, v.8, No2, p.1−5.

69. Gorbunov V.A., Mak A. A., Papernyi S.B. and Yashin V.E. Some problems of laser with SB pulse compression application for inertial confinement fusion.// SPIE Proceedings, 1997 v.3047, part 1, p.396−402.

70. Yashin V.E., Vankov A.B., Kozlov A.A., Chizhov S.A., Andreev A.A., Sutyagin A. N Compression of high energy laser pulses after self-phase modulation in a bulk nonlinea medium.// SPIE Proceedings, 1997, v.3047, part 2, p. 1027−1032.

71.Мак A.A., Яшин В. Е. Оптика мощных твердотельных лазеров: проблемы реализаци предельных возможностей.// Оптический журнал, 1998, т.65, № 12, е.39−51.

72. Yashin V., Mak A., Bakh L., Yakovlev Е., Gerke R., Usupov I. Diffraction gratings for laser with pulse compression: comparative research.// SPIE Proceedings, 1998, v.3291, pp. 199−201.

73. Yashin V.E., Gorbunov V.A., Chizhov S.A., Lavrent’ev K.K. High-peak and average power Nd: YLF-Nd:gIass laser system with SBS pulse compression.// SPIE Proceedings, 1998, v.3264, pp.43−48.

74. Андреев А. А., Чарухчев A.B., Яшин В. Е. Генерация жесткого рентгеновского излучения и быстрых частиц мультитерраватньши лазерными импульсами.// Успехи физических наук, 1999, т. 169, в. 1, с.72−78.

75.Андреев А. А., Запысов А. И., Чарухчев А. В.,.Яшип В. Е. Генерация рентгеновского излучения и быстрых частиц высокоинтенсивными лазерными импульсами.// Известия РАН, сер. Физическая, 1999, т.63, № 6, с. 1237−1252.

76. Yashin V.E., Vankov А.В., Kozlov A .A. Using a chirp-pulse-amplification technique and temporal multiplexing for flexible shaping of broadband laser pulses.// Proceedings of SPIE, 1998, v.3492, part 1, pp. 136−141.

77. Беляев B.C., Виноградов В. И., Курилов A.C., Матафонов А. П., Пакулев А. В., Яшин В. Е. Измерение параметров излучения сверхкороткой длительности методом спектральной интерферометрии чирпированных импульсов.// Квантовая электроника, 2000, т. ЗО, в. З, с.229−235.

8.Лаврентьев К. К., Сабиров P. JL, Чижов С. А., Яшин В. Е. Импульсно-периодическая твердотельная лазерная система с ВРМБ-компрессией импульса.// Оптика и спектроскопия, 2000, т.89, в.1, с. 164−169.

9. Андреев А. А., Чарухчев А. В., Яшин В. Е. Генерация и применение мультитераватгных лазерных импульсов.// Труды Государственного оптического института им. С. И. Вавилова, изд. ГУП ВНЦ"ГОИим. С.И.Вавилова", 2000, т.84, вып.218, с.21−39.

0. Vankov А. V., Yashin V.E. High-precision long-distance remote sensing using chirped-pulse interferometry.// Proceedings of SPIE, 2001, v.4352, pp. 1−6.

1.Andreev A.A., Charukchev A.V., Yashin V.E. High-power laser plasma source of nuclear reactions.// Proceedings of SPIE, 2001, v.4352, pp.102−112.

2. Любимов B.B., Яшин В. Е. Пространственный фильтр.// Авт. свидетельство № 669 901 от 17.08.1977

3.Васильев А. Ф., Джибладзе М. И., Котельникова В., Митькин В. М., Мак А. А., Серебряков В. А., Соме Л. Н., Щавелев О. С., Яшин В. Е. Лазерное устройство.// Авторское свидетельство № 1 385 964 от 29.12.1984

Список цитируемой литературы Бонч Бруевич A.M., Капорский Л. Н. Исследования в ГОИ взаимодействия интенсивного оптического излучения с веществом. Силовая оптика.// Оптический журнал, 1998, т.65, № 12, с. 17−28. Stuart В., Feit M.D., Perry M.D., Rubenchik A.M., Shore B.W.Nanosecond to femtosecond laser-induced breakdown in dielectrics.// Phys. Rev. B, 1996, V.53, p. 1749−1760. Беспалов В. И., Таланов В. И. О нитевидной структуре пучков света в нелинейных жидкостях.//Письма в ЖЭТФ, 1966, т. З, в.8, с.471−474. Иванов В. В., Сенатский Ю. В., Склизков Г. В. Вынужденное комбинационное рассеяние в лазерном стекле.// Письма в ЖЭТФ, 1988, т.47, № 2, С.80−82. Yarema S.M., Milam D. Gain saturation in phosphate laser glasses.// IEEE J. of Quantum Electronics, 1982, v. QE-18, p. 1155−1162.

6*. Brown D.C. High-Peak-Power NdrGlass Laser Systems, Springer-Verlag, New York, 1981.

7*. Зельдович Б. Я., Поповичев В. И., Рагульский В. В., Файзулов Ф. С. О связи меж волновыми фронтами отраженного и возбуждающего света при вынужденно рассеянии Мандельштама-Бриллюэна.// Письма в ЖЭТФ, 1972, т. 15, в. З, с. 160−164.

8*. Ефимков В. Ф., Зубарев И. Г, Котов А. В., Миронов А. Б., Михайлов С. И., Смирнов М. Г Получение мощных коротких импульсов с ОВФ в стационарном режиме ВРМБ./ Квантовая электроника, 1979, т.6, в.9, с.2031;2033.

9*. Беспалов В. И.,.Пасманик Г. А. Нелинейная оптика и адаптивные лазерные системы. М. Наука, 1986.

10*.Горбунов В. А., Иванов В. Б., Паперный С. Б., Старцев В. Р. Сжатие импульсов света в времени при обратном вынужденной рассеянии. // Известия АН СССР, сер. Физи ческая, 1984, т.48, в.8, с.1580−1590.

11*.Бузялис P.P., Дементьев А. С., Косенко Е. К., Мураускас Э. К. Формировани субнаносекундных импульсов при ВРМБ излучения импульсно-периодическог АИГ: Ш лазера.// Квантовая электроника, 1995, т.22, в.6, с.567−570.

12*.Strickland D., Mourou G. Compression of amplified chirped optical pulses.// Optic communications, 1985, v.56, No.3, p.219−221.

I3*.Nisoii M., De Silvestri S., Svelto O., ct. al. Compression of high-energy laser pulses below fs.// Opt. Lett., 1997, v.22, No.8, p.522−524.

14*.Braun A., Chien C.Y., Сое S., Mourou G. Long range, high resolution laser radar.// Optic communications, 1994, v.105, No. 1,2, p.63−66.