5.2. Моноимпульсная генерация

Метод модуляции добротности резонатора, позволяющий радикально сократить длительность излучения рубинового лазера по сравнению с длительностью импульса накачки впервые был предложен Хеллвартсом [4]. Если начало генерации задержать путем искусственного увеличения потерь резонатора во время действия импульса накачки и быстро уменьшить их в момент окончания этого импульса, то энергия, накопленная в активной среде за это время, преобразуется в короткий, «гигантский» моноимпульс лазерного излучения.

Такую модуляцию потерь лазерного резонатора осуществляют за счет использования электрооптического затвора или быстрого вращения зеркала резонатора. Естественно, включение затвора или вращение зеркала синхронизируют по времени с окончанием импульса накачки.

Длительность лазерных импульсов, которые назвали «гигантскими» составляла десятки наносекунд. Интенсивность излучения в условиях большого превышения усиления активной среды над потерями резонатора экспоненциально нарастает подобно энергии, выделяющейся в цепной реакции, происходящей при атомном взрыве. Пиковая мощность гигантских импульсов может достигать сотен метаВатт. При этом, чем больше начальное усиление активной среды, тем короче гигантский импульс.

Гигантские импульсы сразу же нашли многочисленные применения в военных разработках систем лазерного наведения и светолокации, что обеспечило практически не ограниченное финансирование и быстрое развитие этих работ.

В полупроводниковых лазерах, обладающих резонатором малой длины и большим усилением, маломощные субнаносекундные импульсы можно получать непосредственно при накачке полупроводниковых лазеров электрическими импульсами малой длительности. Однако, дальнейшее продвижение в область еще более коротких, пикосекундных импульсов ограничено здесь возможностями электроники по генерированию коротких импульсов тока накачки.

Рис. 8.5. Методы активной модуляции добротности лазерного резонатора: вращение зеркала или призмы, модуляция потерь электрооптическим затвором.

Рис.8.6. Развитие моноимпульса в лазере в случае «мгновенного» включения резонатора. t₀ – длительность линейного этапа процесса развития генерации составляет ~ 100 нс.

Свойства лазера с переменными потерями можно анализировать с помощью уравнений (8.6), (8.9). В лазере необходимо обеспечить быстрое изменение потерь. Поэтому теоретически удобно рассматривать модель лазера с «мгновенным включением потерь от максимального значения, определяемого энергией накачки Х, до минимального значения, которое затем остается постоянным.

Для обеспечения максимального кпд выключать потери необходимо в момент окончания импульса генерации. Поэтому момент включения затвора (вращающегося зеркала) с помощью электронной схемы синхронизируют с моментом подачи поджигающего электрического импульса на лампу накачки. Поэтому действующее значение коэффициента усиления активной среды можно определять по зависимостям пороговой энергии накачки от потерь резонатора.

При генерации моноимпульсов вероятность вынужденных переходов в канале генерации на много порядков выше вероятности накачки, поэтому система уравнений упрощается:

(8.10)

Форма моноимпульса. Из первого уравнения (8.10) следует, что на переднем фронте моноимпульса его мощность нарастает по экспоненциальному закону (при y = const), как при атомном взрыве. Это нарастание прекращается, когда генерируемое излучение сбрасывает инверсную населенность активной среды (y  0).

Рис. 8.7. Расчитанная на компьютере зависимость плотности излучения U и степени инверсной населенности y (2) от времени.

Разделив первое уравнение на второе и проинтегрировав получаем выражение для средней плотности излучения в лазерном резонаторе:

(8.11).

Соотношение (8.11) позволяет получить значение мощности излучения в максимуме моноимпульса.

(8.12)

Из (8.11) можно получить выражение для оптимальных полезных потерь лазера

(8.13)

Энергия моноимпульсной генерации определяется просто путем использования закона сохранения энергии:

(8.14).

Эта энергия практически составляет порядка 0,1 Дж/см³ активной среды

Рис. 8.8. Характеристики рубинового лазера. А – пороговая, Б – энергия свободной генерации 1, 2 с плоским и сферическим резонатором, 3 – теория. Х = 1 соответствует энергии электрического разряда лампы накачки 140 Дж.

Рис. 8.9. а –Зависимость энергии свободной - 1 и моноимпульсной - 2 генерации от энергии накачки для неодимового лазера на иттрий-алюминиевом гранате ЛТИ ПЧ 5 (кристалл диаметром 5 мм и длиной 40 мм). б – Зависимость пороговой энергии накачки от потерь резонатора для этого лазера.

Рис. 8.10. Зависимость энергии моноимпульсной – 1 и свободной генерации -2 для рубина, характеристики которого показаны на рис. 8.7.

Рис. 8.11. Зависимости оптимальных полезных потерь рубинового лазера (l = 8 cм) от предельного показателя преломления а – режим свободной генерации 1 – 5 вредные потери резонатора: 0,005, 0,01, 0,02. 0,03, 0,05 см^-1 соответственно. Б – оптимальные потери лазера в моноимпульсном режиме в зависимости от начального показателя усиления 1, 2 – вредные потери 0,01 и 0,05 см^-1.