Пространственно-временная динамика излучения широкоапертурных лазеров класса В

Улучшение качества лазерного излучения является важной задачей. Прогресс на этом пути достигается как за счет лучшего понимания процессов в генераторах, так и за счёт поиска новых принципиальных решений. В последнее время интенсивно исследуются нелинейные оптические процессы в широкоапертурных лазерных и пассивных оптических системах. Большая область таких явлений, включающая возникновение в поперечном сечении широкоапертурных резонаторов упорядоченных или хаотических пространственно-временных оптических структур, в настоящее время образует направление названное поперечной нелинейной оптикой. Эти структуры не похожи на моды пустого резонатора, так как при их формировании главную роль играют не граничные условия, а объёмные параметры нелинейной активной или пассивной среды. Предметом исследований диссертации является формирование оптического поля и его свойства в широкоапертурных лазерах класса В (то есть в лазерах, для которых выполняется условие у1 «11 Тф «у±-, у1, у±- - скорости релаксации инверсии и поляризации, Тф время жизни фотона в резонаторе) с учётом фазовой и амплитудной нелинейности активной среды, а также конечного времени релаксации инверсии и поляризации. В лазерах класса В экспериментально обнаружены пространственно-временной хаос (оптическая турбулентность), бегущие периодические, квазипериодические и хаотические волны, нестационарное образование, исчезновение и миграция филаментов (ярких пятен интенсивности), вращение световых полей, гексагоны, пентагоны, вихревые решётки разной геометрии и более сложные паттерны. Кроме важности этих оптических картин с фундаментальной точки зрения (яркие примеры самоорганизации неравновесных систем), открываются новые перспективы для задач микроманипуляции частицами посредством лазерных пучков разной пространственной структуры. Особый интерес здесь представляют спиральные пучки, с помощью которых микроманипуляция уже экспериментально осуществлена, и пятнистые вращающиеся структуры, теоретически впервые описанные в диссертации. Исследование изменения во времени пространственного профиля лазерного поля является важной проблемой, так как оно позволяет определить пространственную когерентность и оптическое качество лазерного пучка. Пространственные профили интенсивности и фазы определяют диаграмму направленности лазерного излучения. Лазеры класса В (куда относятся С02, СО, N<1, химические кислородно-йодные, многие полупроводниковые лазеры) играют решающую роль в промышленных применениях, в медицине, связи и т. д. Управление и контроль направленностью лазерного излучения особенно важно при использовании мощных лазерных систем, ярким примером которых является химический кислородно-йодный лазер (ХКИЛ). Качество излучения ХКИЛ также является предметом исследований диссертации. Следует отметить в этой связи, что на оптическое качество мощных лазерных систем значительно влияют процессы светорассеяния на оптических неоднородностях активной среды, в том числе процессы вынужденного светорассеяния на температурных и акустических флуктуациях. В частности, экспериментально и теоретически показано, что в мощных широкоапертурных С02 и фотодиссоционных йодных лазерах возникают процессы вынужденного энтальпийного рассеяния на этих флуктуациях с большим инкрементом. Таким образом, актуальность темы диссертации обусловлена как фундаментальной проблемой самоорганизации неравновесных систем, так и перспективой использования её результатов в областях оптической обработки информации и управления характеристиками лазерного излучения.

Цель работы состоит в теоретическом исследовании пространственновременной динамики излучения лазеров класса В, обусловленной нелинейным взаимодействием активной среды и оптического поля.

В соответствии с поставленной целью определены основные задачи диссертации:

• Разработать алгоритм расчёта пространственно-временной динамики оптического поля в устойчивых и неустойчивых широкоапертурных резонаторах в режиме когерентного взаимодействия света с активной средой при учёте влияния инерционности поляризации и инверсии активной среды.

• Выполнить расчеты энергетики и пространственно-временной динамики излучения химических кислородно-йодных лазеров в различных типах резонаторов, изучить процессы светорассеяния в кислороднойодной активной среде и определить пути улучшения оптического качества излучения.

• Найти условия возникновения в широкоапертурных лазерах регулярных автоволновых структур в профиле оптического поля, определить их параметры.

• Разработать методы управления свойствами лазерных автоволновых структур, используя дополнительные нелинейные фазовые и амплитудные внутрирезонаторные элементы, изменяя параметры резонатора и активной среды.

• Исследовать влияние инерционности нелинейных фазовых и амплитудных внутрирезонаторных элементов, а также поляризации, на пространственно-временную динамику широкоапертурных лазерных систем в условиях отсутствия жёстких режимов возбуждения.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, содержащих оригинальные результаты, заключения. Содержит 212 страниц текста, 66 рисунков, список литературы из 140 наименований, 4 таблицы.

Основные результаты опубликованы в работах: [21,38,71,140].

5Л. Модель вынужденного энтальпийного рассеяния в кислороднойодной активной среде.

Анализ процессов в активной среде ХКИЛ, представленных в таблице 1.1, свидетельствует о том, что тепловыделение реализуется наиболее быстро в реакциях (3), (4) и (6). Далее будет показано, что эффект от процесса (6) примерно таков же как от процесса (3) при доле воды в АС около 100%. Воздействие же реакции (4) примерно равнозначно тушащему влиянию 5% примесей воды, поэтому ее влиянием на ВЭР можно пренебречь по сравнению с реакциями (3) и (6). Тушение, не учтенное здесь, может быть учтено в принципе уже в окончательных формулах.

Характерной особенностью кинетики активной среды ХКИЛ является исключительно высокая скорость обмена энергией между синглетным кислородом и атомарным йодом. При давлении СК в смеси на уровне нескольких миллиметров ртутного столба характерное время изменения кон.

1 1 центрации атомарного йода (к3пл)" -10″ с. Обычно концентрация атомов йода на 2 — 3 порядка меньше, чем кислорода, то есть n? ~ 1015 см" 3, поэтому время изменения концентрации СК настолько же больше, то есть {k.3n?)A -10″ Зс. Если частота колебаний среды превышает величину k3n?, то обмен не успевает за период колебаний установить стационарный уровень СК по отношению к системе «атомы йода — световое поле». Колебания концентрации СК не успевают раскачаться, поэтому будем считать пл постоянной.

Учитывая сказанное будем описывать поведение активной среды при ВЭР следующим уравнением для концентрации возбужденных атомов йода drij ~dt V (njV) = k3nAn0 -къпъп*-к6п*п" -aJ. (5.i).

Здесь V — скорость колебаний газовой среды, / - интенсивность в единицах (фотон/см /с), а — коэффициент усиления.

Линеаризуем это уравнение, представив колеблющиеся величины в виде /=fo+ Sf, где f0 — невозмущенная часть (в отсутствии ВЭР), 8fмалая добавка, обусловленная рассеянием. В результате для 8п* получается уравнение дп,(к3пА + къпъ + k6nw) — aQdJ — I0Sa, r52) ot ot где обозначено и = 8p/p0, p — плотность среды. Здесь учтено, что щ + п* = щ = const, то есть 8п0 = -8п* .

Будем полагать исходное и рассеянное поле одной поляризации, что позволяет воспользоваться скалярным волновым уравнением.

5.3) где 8е — колеблющаяся составляющая диэлектрической проницаемости, £асредняя диэлектрическая проницаемость среды. Полное поле Е слагается из поля исходной и рассеянной волн: ЕЕо + Д?. В решаемой здесь задаче об устойчивости активной среды по отношению к ВЭР естественно воспользоваться малостью рассеянной волны по сравнению с исходной: Е0 |" Е8 |. Это позволяет считать величину Е0 заданной и рассматривать лишь уравнение для Е3. С учетом малости 8е и Е3 имеем.

Газодинамические возмущения среды, вызванные нагревом, могут существовать в виде ультразвуковых волн. В этом случае надо исследовать вероятность ВЭР при адиабатических колебаниях газа. Возможно возбуждение иных парциальных волн в среде — температурных волн, являющихся изобарическими колебаниями плотности и температуры. Закономерности вынужденного эн-тальпийного рассеяния на температурных волнах будут, очевидно, иные. Рассмотрим рассеяние на этих двух типах волн независимо друг от друга.

5.2. ВЭР на звуковых колебаниях среды.

Адиабатические волновые колебания плотности среды соответствуют звуковым волнам. Их можно описать линеаризованным уравнением для флук-туаций плотности [136].

— =.

5.4) дг.

5.5) где 50 — колебания мощности тепловыделения в единице объемаГ и V — затухание и скорость звука, Рдавление газа, — энтропия. Затухание звука для одноатомных и двухатомных газов с хорошей точностью можно полагать равным Г=4 V /3, где V — кинематическая сдвиговая вязкость. Для газа из сложных молекул необходимо учитывать вклад объемной вязкости.

Уравнения (5.2), (5.4) и (5.5) описывают ВЭР на звуковых волнах (ВЭРЗ). Входящая в них величина колебаний диэлектрической проницаемости в звуковой волне обусловлена колебаниями плотности.

5е = (де / др)8 5р = У8и, где. Мощность тепловыделения в процессах (3) и (6) определяется следующим образом.

0=(к3плпок.зП2П*)АЕз+ к6пн, п*АЕ6. Отсюда можно определить малые колебания тепловыделения где для краткости введена величина и>, равная выражению в квадратных скобках.

Из уравнения (5.2) в квазистационарном приближении можно опреде.

50,= 5п* [к6ПмП*АЕ6-(кзПЛ + к.3п2)АЕ3] = ч5п*, лить невозмущенные величины п* и а0: о ад = стпI (2к3пл — к.3п? — к6п") /1, п*° = щ (к3п& + Ыо) /2, где обозначено Е = к3пл + к.3пх + к6пп + 3<т10 ¦ Легко видеть, что 8а = Зет 8п*.

Таким образом, система уравнений для исследования условий возникновения ВЭРЗ может быть записана в виде д (8п*)/с% = п* ди/д1 — 5п*2- ао81,.

5.6) с дг с дг д2и 2 2 ^ 5 2 Р&trade- 2 р

-— V V и — Г—V и=——V с д12 д1 р Тсу.

Здесь п = показатель преломления среды, Су — удельная массовая теплоемкость при постоянном объеме, Рдавление газа. Будем искать решение в виде.

Е3 = Ё8 Qxp[i (cost — к5г)]/2 + с.е., и = и ехр[/(0? — дг)]/2 + с.с., 8 т = п ехр[г (0/1 — дг)]/2 + с.е., причем Е0 задано как.

Е0 = Е0 ехр[1(щ1 — к$г)]/2 + с.с., и Е0 не зависит ни от координат, ни от времени, а параметры волн удовлетворяют условиям к0 = кБ + д, со0 — со8 + П. Отсюда получаются выражения для интенсивности исходной волны и для колебаний интенсивности.

81 = СпЕ$Е0 ехр дг)] + С.С., %7гсо0Н 2.

10=спЕ о /8 71%со0.

Рассмотрим стационарное ВЭР. При наличии установившейся картины можно считать и, п постоянными, ав ^ учитывать лишь зависимость от координат. Вводя координату 2, вдоль направления рассеянной волны получаем из системы уравнений (5.6) зависимость.

Е8 ~ ехр Коэффициент усиления рассеянной волны равен gs = 2Яе Ь, следовательно.

У8к8а010С1(АВ —) 85 = А2[^2Тд2-П2(П2-и2д2)]2 +П2(АВ-п*0)2 ' (5'7) 2.

Здесь обозначено, А = ?лрсу/(1Ьмд), ¡-л — молекулярный вес смеси, Я — универсальная газовая постоянная,.

Полученную зависимость можно упростить если учесть особенности активной среды ХКИЛ. Так величина п*°, входящая в формулу (5.7), в большинстве интересных случаев значительно меньше других слагаемых. Например, сравнивая ее с А?1?Гд2, имеем для последней.

АП^Гд2 = ?ирсу&Г/(Яч?) =р/Гд2/(2ю) = Г/(2м?), где / - число степеней свободы молекул смеси. Для концентраций атомарного йода 1015 см" 3 и СК пл ~ 1017 см" 3 (что соответствует давлению АС в несколько миллиметров ртутного столба), полагая Г для всей смеси близким к его величине для кислорода, можно пренебречь п*° в формуле (5.7).

12 2 при Сг «10″ с». Ниже будет показано, что наибольшая вероятность развития ВЭР реализуется для частот ультразвука ?1″ 10 ~ с" .

Рассмотрим рассеяние вперед при частотах ультразвука близких к 01:2=±-0Мв, где Омв = ду, 2кфт (©-/2), (c) — угол рассеяния. Обозначим АГ2 = О — П12, и 8?2 = Л? /2 — полуширину линии ультразвука. Тогда частотная зависимость рассеянной волны будет определяться формулой.

8(П) ~ (АО I + П!>28П)/[(8Ш- £2иАП)2 + (АП X + Пи8П)2] .

Наиболее наглядными становятся формулы в двух предельных по частоте случаях: в низкочастототном пределе — ?2 «Е, и высокочастотном — С2 «Е .

7 1.

При давлении СК в несколько мм рт. ст. будет? ~ 10 с" .

Рис. 5.1. Частотная зависимость коэффициента усиления рассеянной волны для ВЭР в пределе низких частот (при м? < 0).

В случае низких частот имеем =.

У8к8а¹^ АО 2Ъп2рТсР (АО)2+(Ш).

6* 51 О О.

5.8).

Частотная зависимость коэффициента усиления рассеянной волны для этого предела приведена на рис. 5.1. При этом считалось, что комбинация величин перед частотным членом положительна (что верно при малом содержании воды). Видно, что рассеяние может реализоваться одинаково успешно как в стоксовой, так и в антистоксовой области. Максимум усиления реализуется при АП = ± 8С1 и равен где учтено, что для газов &-2(п-1) [137,138].

В высокочастотном пределе зависимость gs от частоты дается выражением.

Усиление реализуется либо в стоксовой, либо в антистоксовой области в зависимости от знаков остальных величин, входящих в формулу (5.7). Его поведение приведено на рис. 5.2. Максимум усиления достигается при АГ2 = 0 и равен шах g8 = п-1)к8а010м>

Ея2 рТсРТд2.

5.9).

8(0) ~ 8П/Пи (АО* + 8С?) .

2(п -1)к8а010 м? тах g8 =.

П12 п2рТсРГд2.

5.10).

Интересно отметиь, что спектральная зависимость ВЭР в кислороднойодной среде в пределе низких частот вполне аналогична зависимостям, возникающим при ВР, обусловленном поглощением на ультразвуковых волнах.

Рис. 5.2. Частотная зависимость коэффициента усиления рассеянной волны для ВЭР в пределе высоких частот (при м? < 0).

Другая интересная особенность связана с наличием двух разных каналов тепловыделения в процессах (3) и (6). Они воздействуют на среду в противо-фазе, то есть всегда с разными знаками, что видно из следующих рассуждений. При положительных дп* энерговыделение в процессе (6) увеличивается, в процессе (3) — уменьшается, а при отрицательных дп* - наоборот. Конкуренция этих процессов описывается величиной и>. При оптимальных, с точки зрения энергетики, режимах работы лазера содержание тушащих добавок невелико: п""пА и, вследствии того, что к3 «кв, первым членом в н? можно пренебречь. Но при работе ХКИЛ в импульсном режиме, как показано в [39], существует возможность эффективной работы при высоком содержании тушащих компонентов, например, при ^ > пл. Это дает возможность подавить ВЭР в.

136]. импульсном ХКИЛ. Для этого достаточно, как следует из вида м?, обеспечить концентрацию воды (к3пл + к.3п1)ЛЕ3 /(к6ЛЕб) = (к3пл + к.3п^) /27.5кб.

При высокой доле СК пл&- [О2] поэтому получаем к*, = (к3/к6) пА /27.5 & пл .

С дальнейшим ростом содержания воды коэффициент усиления снова увеличивается, но отстройка частоты АО, меняет знак. Изменение пА (1) во времени не позволяет подавить ВЭР на протяжении всего импульса генерации, но, по крайней мере, инкремент может быть сильно снижен.

Инкремент зависит от оптических и термодинамических характеристик среды: Г, р, п, сР. Подбором буферного газа можно регулировать эти величины, следовательно можно влиять через них на рассеяние. Влияние общей плотности смеси, например, сильно сказывается на величинах, образующих комбинацию У8<�т/р8?2. В пределе высоких давлений, когда уширение линии генерации столкновительное, имеем <т ~ 1/р, и ^ не зависит от давления. В пределе низких давлений, когда сг не зависит от р, имеем gs~ р •.

Зависимость инкремента от интенсивности излучения в низкочастотном пределе имеет вид gs ~ 1п1о/(1п + 10) (где 1п = (к3пл + к3пЕ +кбпц>)/3а — насыщающая интенсивность). Насыщающая интенсивность для среды ХКИЛ сравнительно велика — десятки кВт/см. По этой причине значительный интерес представляет ситуация когда /" «1о, а инкремент ~ /0. В высокочастотном пределе gs ~ 1п1(/(1п + ¡-о) • Коэффициент усиления активной среды а0 входит в формулы для инкремента линейно, и усиление рассеянной волны прямо пропорционально усилению АС.

Вероятность рассеяния уменьшается с ростом угла рассеяния. Из полученных формул следует, что при рассеянии на ультразвуке в низкочастотном пределе gs ~ &2, в высокочастотном gs ~ 03. Рост инкремента с уменьшением угла 0 ограничен, как показано ниже, тем, что стационарный процесс не успевает установиться за время съема энергии с АС.

Интенсивность светового поля играет роль регулятора процессов, сопровождаемых тепловыделением. По этой причине вероятность ВЭР возрастает с ростом амплитуды поля, и наиболее вероятно рассеяние при импульсном режиме работы. Далее исследуется рассеяние для параметров ХКИЛ близких к импульсной генерации и с учетом ограничений, существующих в импульсном режиме работы. Для ВЭРЗ главное ограничение, сделанное при выводе формулы (5.7), это стационарность процесса. Стационарный процесс рассеяния реализуется тогда, когда время затухания ультразвуковых фононов трп много меньше времени генерации: трп «%. Для импульсного ХКИЛ время излучения определяется скоростью передачи возбуждения с СК на атомарный йод и составляет ц ~ (кзщ)'1, что дает при п/ = 1015 см» 3% ~ 10″ 5 с. Учитывая, что трп = 1/Гц, имеем Гс? «105 с» 1 .

Из условия стационарности ВЭРЗ получаем, что для стационарности не.

2 ½ обходимо П «(к3П]У /Г), и, учитывая зависимость .Гот давления газа, Г~ 1/Р, имеем окончательно П «2−10?(Р/Р0)½, где Р0 = 1 атм. Для давлений выше 1 мм рт. ст. отсюда следует, что стационарная теория применима для ?2 «106 с» 1. Выше было отмечено, что колебания пл не дают вклада в ВЭР при частотах 0/2п «кзщ~ 105 с» 1. Сейчас можно видеть, что в стационарном ВЭРЗ колебания пА не играют роли.

Из условия стационарности можно определить углы, для которых применимы полученные формулы, а именно: Гд &-Гк0' «к3п/, откуда следует (c)> (к3п/Гк02)ш * 1.5 -10» 2 (Р/Р0)Ш .

Выполним некоторые численные оценки коэффициента усиления рассеянной волны. Возьмем ni = 1015 см" 3 и ограничимся рассмотрением рассеяния на малые углы: 0 < 10″ 1 .В этом случае q = 2kssin (0/2) ~к (, 0. Долю СК будем везде полагать равной 0.8 .При давлении смеси 20 мм рт. ст. проводились расчеты для 10= 10 и 50 кВт/см, содержание кислорода бралось 5 мм рт. ст. При давлении кислорода 10 мм рт. ст. считались варианты с 10 = 10 и 100 кВт/см, общее давление смеси бралось 80 мм рт. ст. Вычислялись максимальные (в зависимости от частоты) величины инкремента. Содержание воды полагалось пренебрежимым (много менее 100%), температура газа -300 К. Термодинамические и оптические параметры смеси брались те же, что и для чистого кислорода.

Р, мм рт.ст. I, кВт/см 0, мрад.

3 10 30 100.

20 10 10″ 3 10″ 4 5-Ю" 6 6-Ю" 8.

50 3−10″ 3 2.5−10″ 4 1.4−10″ 5 1.5−10″ 7.

80 10 — 2−10″ 4 2−10″ 5 4−10″ 7.

100 — 1.3−10″ 3 1.4−10″ 4 3-Ю" 6.

Заключение

.

В результате проведенного исследования пространственно-временной динамики излучения широкоапертурных лазеров класса В были получены основные результаты и выводы:

1. Разработана теоретическая модель для расчета кинетических и излучательных процессов в активной среде импульсного кислороднойодного лазера. Получены универсальные зависимости для важнейших параметров лазера: потенциально извлекаемого энергозапаса, коэффициента усиления, энергосъема, длительности импульса излучения. Показано, что импульсный ХКИЛ может генерировать импульсы гладкой формы от 10 мкс до 1 ООО мкс, достижимые при различной мощности фотолиза иодидов СзР71, СР31, СН31. Эффекты кроссрелаксации при давлении р < 5 мм рт.ст. значительно замедляют съём энергии в излучение и могут на порядок удлинить импульсы излучения.

2. Построена теория вынужденного энтальпийного рассеяния в активной среде химического кислороднойодного лазера и получены зависимости инкрементов рассеяния на акустических и температурных волнах от параметров лазера в аналитическом виде. Показано, что рассеяние на звуковых и температурных волнах происходит преимущественно в направлении вперёд, причём оно нестационарно. Максимальный инкремент может достигать величины gs/ 1го -0,1 см/МВт, что много меньше чем в фотодиссоционных йодных лазерах. Сделан вывод о слабом влиянии вынужденного энтальпийного рассеяния на оптическое качество излучения химического кислороднойодного лазера.

3. Разработан алгоритм численного счёта для определения пространственно-временного изменения интенсивности и фазы излучения в неустойчивых и устойчивых резонаторах с оптически неоднородной активной средой. Впервые выполнен анализ оптических свойств активной среды проточного химического кислородно — йодного лазера. Показано, что перепад оптического пути на апертуре резонатора вызван нагревом и разрежением газового потока и достигает по порядку величины длины волны излучения. Исследовано изменение оптических параметров потока активной среды, обусловленное нелинейнооптическим взаимодействием поля и потока. С учётом выявленных оптических свойств активной среды проведена оптимизация качества излучения проточных химических кислородно-йодных лазеров в резонаторах различной конфигурации. Показано, что необходимо использовать неустойчивые резонаторы с большим увеличением, уменьшать в смеси долю воды и увеличивать долю гелия. Показано, что в устойчивом резонаторе специальной конструкции (с внутрирезонаторным телескопом) достижимы условия генерации с расходимостью близкой к дифракционному пределу.

4. Разработан алгоритм численного расчёта оптических лазерных полей в режиме когерентного взаимодействия света с активной средой с учетом конечной скорости релаксации инверсии и поляризации активной среды, конфигурации резонатора, а также дополнительной нелинейной среды внутри резонатора. Развитый в диссертации алгоритм позволяет учесть пространственно-временную динамику фазовых соотношений между поляризацией среды и полем, дополнительный фазовый набег при обходе полем резонатора конкретной конфигурации, основные реальные черты лазера с учётом профиля отражения выходного зеркала без привлечения искусственно задаваемых периодических граничных условий.

5. Исследованы режимы излучения и построены пространственно-временные картины оптического поля широкоапертурного лазера класса В с частотной отстройкой, определены в аналитическом виде условия генерации однородного стационарного оптического поля, поля с бегущим автоволновым периодическим профилем, поля с квазистатическим неоднородным профилем, а также поля нерегулярного в пространстве и времени. Впервые определена критическая скорость релаксации поляризации, при которой происходит смена пространственно-временных режимов генерации в лазерах с отстройкой частоты. Найдена зависимость критической скорости релаксации поляризации от параметров лазерной среды в аналитическом виде. В аналитическом виде найдены также значения бифуркационной частоты, скорости и длины волны, а также линейный инкремент нарастания периодической автоволны.

6. Выполнен бифуркационный анализ режимов излучения широкоапертурного лазера с внутрирезонаторным инерционным нелинейным фазовым или амплитудным фильтрами, найдены условия генерации однородного оптического поля, поля с бегущим автоволновым профилем и поля с хаотическим квазистационарным профилем. Определены параметры этих световых структур в аналитическом виде.

7. Исследована спектральная селекция автоволновых лазерных структур посредством резонаторов с зеркальными боковыми стенками и резонаторов с зеркалом кольцевого вида. Впервые теоретически показано, что в резонаторе Фабри-Перо с кольцевой апертурой можно сформировать поле с периодическим профилем, вращающимся по кольцу в одном направлении. Найдена скорость вращения в аналитическом виде.

8. Впервые показано, что изменяя параметры устойчивого резонатора с кольцевой апертурой можно сформировать поле излучения широкоапертурного лазера с просветляющимся фильтром в ближней и дальней зонах в виде кольцевой или вращающейся пятнистой структуры сходной со спиральными световыми пучками и многоходовыми лазерными модами. Скорость вращения совпадает со скоростью распространения многоходовой моды.