I.1 ”изические принципы получениЯ вынужденного излучениЯ

SDC

‚ведение

‹азеры Р это современные источники когерентного излучениЯ, обладающие целым рЯдом уникальных свойств. ‘оздание лазеров Явилось одним из самых замечательных достижений физики второй половины XX века, которое привело к революционным изменениЯм во многих областЯх науки и техники. Љ настоЯщему времени создано большое количество лазеров с различными характеристиками Р газовых, твердотельных, полупроводниковых, излучающих свет в различных оптических диапазонах. ‹азеры могут работать в импульсном и непрерывном режимах. Њощность излучениЯ лазеров может изменЯтьсЯ в пределах от долей милливатта до 10¹²Р10¹³ ‚т (в импульсном режиме). ‹азеры находЯт широкое применение в военной технике, в технологии обработки материалов, в медицине, оптических системах навигации, свЯзи и локации, в прецизионных интерференционных экспериментах, в химии, просто в быту и т. д. •отЯ первый оптический квантовый генератор был построен сравнительно недавно (1960 г.), современную жизнь уже невозможно представить без лазеров.

–ель настоЯщей работы заключаетсЯ в создании относительно недорогого компактного чип-лазера малой мощности с высокой частотой следованиЯ импульсов.

 

I.1 ”изические принципы получениЯ вынужденного излучениЯ

?звестным фактом ЯвлЯетсЯ то, что физической основой работы лазера служит квантовомеханическое Явление вынужденного излучениЯ. ‚ рабочем теле лазера путЮм накачки создаЮтсЯ избыточное количество атомов в верхнем энергетическом состоЯнии. ђабочее тело лазера находитсЯ в резонаторе (в простейшем случае С пара зеркал), создающем условиЯ длЯ накапливаниЯ фотонов с определЮнным направлением импульса. Џервоначальные фотоны возникают за счЮт спонтанного излучениЯ, затем их поток лавинообразно усиливаетсЯ благодарЯ вынужденному излучению.

 

рис1 ‚ынужденное испускание фотона

ЉлассическаЯ трЮхуровневаЯ система накачки рабочей среды используетсЯ, например, в рубиновом лазере. ђубин представлЯет собой кристалл корунда Al₂O₃, легированный небольшим количеством ионов хрома Cr³⁺, которые и ЯвлЯютсЯ источником лазерного излучениЯ.?з-за влиЯниЯ электрического полЯ кристаллической решетки корунда внешний энергетический уровень хрома E ₂ расщеплЮн.?менно это делает возможным использование немонохроматического излучениЯ в качестве накачки. Џри этом атом переходит из основного состоЯниЯ с энергией E ₀ в возбуждЮнное с энергией около E ₂. ‚ этом состоЯнии атом может находитьсЯ сравнительно недолго (порЯдка 10⁻⁸ с), почти сразу происходит безызлучательный переход на уровень E ₁, на котором атом может находитьсЯ значительно дольше (до 10⁻³ с), это так называемый метастабильный уровень. ‚озникает возможность осуществлениЯ индуцированного излучениЯ под воздействием других случайных фотонов. Љак только атомов, находЯщихсЯ в метастабильном состоЯнии становитсЯ больше, чем в основном, начинаетсЯ процесс генерации.

‘ледует отметить, что создать инверсию населЮнностей атомов хрома Cr с помощью накачки непосредственно с уровнЯ E ₀ на уровень E ₁ нельзЯ. ќто свЯзано с тем, что если поглощение и вынужденное излучение происходЯт между двумЯ уровнЯми, то оба эти процесса протекают с одинаковой скоростью. Џоэтому в данном случае накачка может лишь уравнЯть населЮнности двух уровней, чего недостаточно длЯ возникновениЯ генерации.

рисунок2: а С трЮхуровневаЯ и б С четырЮхуровневаЯ схемы накачки активной среды лазера.

‚ неодимовом лазере генерациЯ излучениЯ происходит на ионах неодима Nd³⁺, используетсЯ четырЮхуровневаЯ схема накачки. ‡десь между метастабильным E ₂ и основным уровнем E ₀ имеетсЯ промежуточный С рабочий уровень E ₁. ‚ынужденное излучение происходит при переходе атома между уровнЯми E ₂ и E ₁. Џреимущество этой схемы заключаетсЯ в том, что в данном случае легко выполнить условие инверсной населенности, так как времЯ жизни верхнего рабочего уровнЯ (E ₂) на несколько порЯдков больше времени жизни нижнего уровнЯ (E ₁). ќто значительно снижает требованиЯ к источнику накачки. Љроме того, подобнаЯ схема позволЯет создавать мощные лазеры, работающие в непрерывном режиме, что очень важно длЯ некоторых применений. Ћднако подобные лазеры обладают существенным недостатком в виде низкого квантового ЉЏ„, которое определЯетсЯ как отношение энергии излученного фотона к энергии поглощенного фотона накачки (η_{квантовое} = hν_{излучениЯ}/hν_{накачки}).

 

I.2 Ќеодимовые лазеры

’рехвалентный ион неодима легко активирует многие матрицы.?з них самыми перспективными оказались кристаллы иттрий-алюминиевого граната Y₃Al₅O₁₂ (?Ђѓ) и стекла. Ќакачка переводит ионы Nd⁺³ из основного состоЯниЯ ⁴I₉/₂ в несколько относительно узких полос, играющих роль верхнего уровнЯ. ќти полосы образованы рЯдом перекрывающихсЯ возбужденных состоЯний, их положениЯ и ширины несколько менЯютсЯ от матрицы к матрице.?з полос накачки осуществлЯетсЯ быстраЯ передача энергии возбуждениЯ на метастабиль-ный уровень ⁴F_3/2 (рис. 1). ‚ремЯ жизни этого уровнЯ составлЯет 0,2 мс в?Ђѓ и 0,7 мс в стекле. Ќаибольшей вероЯтностью обладает лазерный переход ⁴F_3/2  ⁴I_11/2 (λ = 1,06 мкм). ќнергетическаЯ щель между состоЯниЯми ⁴I_11/2 и ⁴I_9/2, равнаЯ примерно 2000 см^-1, обеспечивает четырехуровневый характер генерации неодимового лазера.

—ем ближе к уровню ⁴F_3/2 расположены полосы поглощениЯ, тем выше ЉЏ„ генерации. „остоинством кристаллов?Ђѓ ЯвлЯетсЯ наличие интенсивной красной линии поглощениЯ.

 

‚ стеклах из-за неоднородности локальных электростатических полей ближайшего окружениЯ линиЯ люминесценции 1,06 мкм неоднородно сильно уширена (Δλ Е30 нм). ‚ кристаллах?Ђѓ однородное ушерение составлЯет примерно 0,7 нм.

‘ильное неоднородное уширение приводит к тому, что неодимовое стекло имеет меньшее усиление, а соответствующие лазеры более богатую модовую структуру, чем гранат, активированный неодимом. ‚месте с тем стекло допускает большее (до 6%) введение активных центров. Љристаллы?Ђѓ активируютсЯ до концентрации 1,5% в стехиометрическом замещении иона Y³⁺ на Nd⁺³. Ћбычно области применениЯ неодимовых лазеров на гранате и стекле существенно различны. ‚ силу большей теплопроводности и однородности гранатовые лазеры легко работают в непрерывном и в импульсно-периодическом режимах. „остигнуты средние мощности в несколько сотен ватт. Ќеодимовое стекло в силу больших объемов и более высокой концентрации активатора хорошо накапливает энергию. Џоэтому именно стекло служит активной средой импульсных лазеров высокой энергии. „остигнуты значениЯ импульсной энергии в десЯтки килоджоулей.

‚ случаЯх, когда существенно высокое качество излучениЯ, используетсЯ схема Ззадающий генератор С усилитель мощностиИ. ‚ этой схеме задающим генератором ЯвлЯетсЯ часто гранатовый лазер, а усилителем мощности (или оконечным каскадом усилениЯ мощности) С лазер на неодимовом стекле.

Ќеодимовые лазеры работают в широком диапазоне режимов генерации, от непрерывного до существенно импульсного с длительностью, достигающей 0,5 пс. ЏоследнЯЯ достигаетсЯ методом синхронизации мод в широкой линии усилениЯ, характерной длЯ лазерных стекол.

 

Џри создании неодимовых лазеров реализованы все характерные методы управлениЯ параметрами лазерного излучениЯ, разработанные квантовой электроникой. ‚ дополнение к так называемой свободной генерации, продолжающейсЯ в течение практически всего времени существованиЯ импульса накачки.?ирокое распространение получили режимы включаемой (модулированной) добротности и синхронизации (самосинхронизации) мод.

‚ режиме свободной генерации длительность импульсов излучениЯ составлЯет 0,1С10мс, энергиЯ излучениЯ в схемах усилениЯ мощности достигает многих килоджоулей. •арактернаЯ длительность импульсов включаемой добротности составлЯет около 10 нс при использовании длЯ модулЯции добротности электрооптических устройств. Ќа рис. 2 приведена схема неодимового лазера с модулированной добротностью. •арактернаЯ энергиЯ лазерного генератора такого типа составлЯет 1С2 „ж.

„альнейшее укорочение импульсов генерации достигаетсЯ применением просветлЯющихсЯ фильтров как длЯ модулЯции добротности (0,1 С10 не), так и длЯ синхронизации мод (1 С10 пс). ‘хема лазера с самосинхронизацией мод длЯ генерации импульсов пикосекундной длительности с помощью насыщающегосЯ фильтра приведена на рис. 3. „лЯ того чтобы резонатор лазера обладал только одним четко выраженным периодом межмодовых биений, грани оптических элементов этой схемы слегка отклонены от нормали к оптической оси резонатора, а входной и выходной торцы активного элемента расположены под углом Ѓрюстера к этой оси. ’акое расположение либо исключает дополнительные отражениЯ, которые может испытывать излучение при распространении от зеркала к зеркалу внутри резонатора лазера, либо отклонЯет отраженные лучи от оптической оси резонатора и тем самым исключает образование дополнительных резонаторов со своим периодом межмодовых биений внутри основного. •арактернаЯ энергиЯ цуга импульсов синхронизированных мод составлЯет в лазерных генераторах такого типа примерно 1С2 „ж.

‘текло ЯвлЯетсЯ прекрасным оптическим материалом, технологиЯ получениЯ которого хорошо разработана.?з стекла могут быть изготовлены детали любой формы и размера от волокон диаметром в несколько микрометров до дисков диаметром в несколько метров. Ќо главным достоинством стекла ЯвлЯетсЯ его высокаЯ оптическаЯ однородность. ѓрадиент показателЯ преломлениЯ хорошего лазерного стекла составлЯет ± (0,5С2) Ґ 10^-8 см^-1.. Љ сожалению, теплопроводность стекла низка.?злучение накачки неоднородно нагревает стекло. ‚ силу низкой теплопроводности это приводит к возникновению в стекле неоднородного температурного полЯ и, следовательно, термоупругих напрЯжений. Џоследние вызывают оптические искажениЯ.

’ак как длЯ получениЯ высокой направленности излучениЯ оптическаЯ однородность стекла должна сохранЯтьсЯ во времЯ генерации, термооптическаЯ константа

W= β + α (n-1), (3)

где β = dп/d’ С температурный коэффициент показателЯ преломлениЯ п и α С температурный коэффициент расширениЯ, должна быть предельно малой. „остоинством стекол по сравнению с кристаллами ЯвлЯетсЯ возможность выбором состава стекла снижать величину W до значений, меньших 10^-7 Љ^-1, в относительно ши­роком температурном интервале (так называемые атермальные стекла). „лЯ кристаллов?Ђѓ значениЯ W на два-три порЯдка выше, что, правда, частично компенсируетсЯ их существенно более высокой теплопроводностью.

?сключительно важное значение имеет лучеваЯ стойкость активного вещества лазера. Ѓез созданиЯ достаточно стойких прозрачных материалов, выдерживающих большие потоки лазерного излучениЯ без разрушениЯ и нарушениЯ оптической однородности, невозможно создание надежно работающих лазеров большой мощности. ‚ отличие от газовых лазеров, прежде всего ‘O₂-лазеров, где слабым местом в смысле оптического разрушениЯ обычно ЯвлЯютсЯ окна газовых кювет и зеркала, длЯ твердотельных лазеров существенной ЯвлЯетсЯ лучеваЯ стойкость материала активной среды.

Љ настоЯщему времени наибольшей лучевой стойкостью обладают неодимовые стекла, не содержащие металлических включений (платина, железо и т. п. примеси технологического происхождениЯ). ‚ режиме свободной генерации (длительность им­пульса излучениЯ 0,1 С 1 мс) порог разрушениЯ составлЯет 10³С10⁴ „ж/см². „лЯ импульсов модулированной добротности (1 С 10 не) длЯ лучших из стекол пороговое значение плотности энергии излучениЯ, разрушающей торцы активных элементов, составлЯет несколько сотен джоулей на квадратный сантиметр. ќто справедливо, однако, при малом пЯтне облучениЯ (фокусировка практически в точку). Џри большом поперечном сечении (і 1 см²) облучаемой области порог разрушениЯ снижаетсЯ на порЯдок и более, главным образом в силу вероЯтности попасть под излучение такому дефекту материала, который легко инициирует лавинно нарастающее разрушение. „лЯ импульсов длительностью, меньшей 1 нс (синхронизованные моды), пороги разрушениЯ составлЯют единицы джоулей на квадратный сантиметр.

”изические процессы, лежащие в основе механизмов разрушениЯ твердых тел и стекол лазерным излучением, весьма разнообразны. Ћтметим здесь только роль эффекта так называемой самофокусировки, заключающегосЯ в том, что интенсивное лазерное поле так менЯет показатель преломлениЯ прозрачного материала, что в нем образуетсЯ некаЯ эффективнаЯ линза, увеличивающаЯ плотность полЯ в среде. Џоследнее, в свою очередь, вызывает увеличение фокусировки излучениЯ, его даль­нейшую концентрацию и, в конце концов, разрушение материала.

‘клонность оптических материалов к самофокусировке характеризуетсЯ нелинейным показателем преломлениЯ материала п_г. ‘ учетом влиЯниЯ полЯ показатель преломлениЯ среды может быть в первом приближении записан в виде

п = п₀ + п₂…^г (20.2)

где n₀ С линейнаЯ часть показателЯ преломлениЯ, не зависЯщаЯ от амплитуды электрического полЯ лазерной волны ….

Љак и термооптическаЯ константа W, показатель преломлениЯ п₂ ЯвлЯетсЯ важным параметром, характеризующим оптические свойства активного элемента твердотельного лазера. „лЯ лучших лазерных стекол n₂ І 10^-13 ‘ѓ‘ќ, длЯ граната.

 

I.3?сточники света применЯемые в твердотельных лазерах

“нивесальным способом созданиЯ инверсной населенности ЯвлЯетсЯ оптическаЯ накачка. Ћна позволЯет возбужать вещество в любом агрегатном состоЯнии во всех спектральных диапазонах. „лЯ твердотельных и жидкостных лазеров она ничем не заменима. ‘озданы газовые и полупроводниковые лазеры с оптической накачкой. ‚ качестве источников излучениЯ длЯ накачки используютсЯ чаще всего лампы-вспышки и лазеры.

 

I.3 Ћсновные схемы диодной накачки

‚ ’‹ЏЌ происходит эффективное преобразование излучениЯ полупроводниковых лазеров, обладающих широким спектром и сильным астигматизмом, в излучение твердотельных лазеров, генерирующих, как правило, на основной поперечной моде ’…Њ₀₀. „лЯ накачки твердотельного лазера могут быть использованы один или несколько независимых полупроводниковых лазеров (лазерных диодов) либо полупроводниковые лазерные линейки, либо двумерные матрицы. “спехи в создании высокоэффективных ’‹ЏЌ обусловлены достигнутым в настоЯщее времЯ значительным прогрессом в разработке высокоэффективных полупроводниковых лазеров и лазерных решеток (матриц).

 

Џри современном уровне технологии максимальнаЯ выходнаЯ мощность полупроводникового лазера с шириной р Сn -перехода 100 мкм (определЯющей минимально возможное сечение пучка излучениЯ) в непрерывном режиме составлЯет ~10 ‚т. ‡начительно большие мощности, достигающие нескольких киловатт, могут быть получены с помощью лазерных линеек или двумерных матриц, содержащих несколько десЯтков или несколько тысЯч лазерных диодов соответственно.

1 2

ђис. 1. Ћсновные схемы продольной накачки - ЗклассическаЯИ схема торцевой накачки (а), двустороннЯЯ схема накачки (б), торцеваЯ схема, использующаЯ два полупроводниковых лазера (в), и схема с внутрирезонаторным преобразованием длины волны накачки (г): 1 - глухое зеркало резонатора (часто наноситсЯ непосредственно на торец активного элемента); 2 - выходное зеркало резонатора; 3 - активный элемент; 4 - микрообъектив; 5 - лазерный диод; 6 - термостабилизатор; 7 - дополнительное селективное зеркало; 8 - смесительный полЯризационный кубик; здесь и далее ЌЉ и Ќ’ - высокие коэффициенты отражениЯ и пропусканиЯ диэлектрических покрытий некоторых элементов лазеров; в скобках указаны длины волн в микрометрах.

ђис.2. Ћсновные схемы поперечной накачки - одностороннЯЯ схема накачки (а), двустороннЯЯ схема накачки (б) и схема возбуждениЯ слэб-элемента (в): 1 и 2 - глухое и выходное зеркала резонатора; 3 - активный элемент; 4 - цилиндрическаЯ линза; 5 - полупроводниковаЯ матрица; 6 - термостабилизатор.

?злучение лазерного диода можно сфокусировать на площадку диаметром ~0.1 мм. ќто позволЯет уменьшить почти на четыре порЯдка (от 10^-1 до 10^-5 см³) минимальный объем активной среды, необходимый длЯ работы лазера, открываЯ тем самым неограниченные возможности, свЯзанные с миниатюризацией лазерной техники и снижением мощностей накачки. Џримером реализации таких возможностей может служить лазер, активный элемент которого выполнен в виде сферы диаметром несколько десЯтков микрометров.

‚ажным фактором, определЯющим ЉЏ„ ’‹ЏЌ, ЯвлЯетсЯ эффективность ЗтранспортировкиИ излучениЯ накачки в активный элемент. ЋсновнаЯ сложность здесь свЯзана с существенно различной расходимостью излучениЯ лазерных диодов в перпендикулЯрных плоскостЯх, что затруднЯет использование сферической оптики длЯ фокусировки излучениЯ накачки. Ќаиболее эффективным (и наиболее распространенным) ЯвлЯетсЯ использование лазерных диодов со световодным выводом излучениЯ. ЌарЯду с этим длЯ фокусировки накачки часто применЯетсЯ сферическаЯ и призменнаЯ оптика. Џри использовании длЯ накачки диодных линеек или матриц фокусировка излучениЯ осуществлЯетсЯ обычно с помощью специальных световодных разветвителей или конусообразных концентраторов излучениЯ, позволЯющих с минимальными потерЯми ЗтранспортироватьИ излучение накачки в нужную область.

‚ настоЯщее времЯ существует несколько различных оптических схем накачки твердотельных лазеров с помощью полупроводниковых излучателей. ќти схемы можно разделить на две большие группы: схемы, использующие продольную (торцевую) накачку (рис.1) и схемы с поперечной накачкой (рис.2).

‚ первом случае (рис.1) направление излучениЯ накачки ђ_р совпадает с направлением генерации, обеспечиваЯ тем самым возможность пространственного согласованиЯ объемов генерирующей моды и области возбуждениЯ. ќто позволЯет достаточно полно использовать мощность накачки: именно в таких схемах возможно получение максимальных коэффициентов преобразованиЯ излучениЯ накачки в стимулированное излучение.

’вердотельные лазеры с торцевой накачкой обладают достаточно высокой эффективностью, но их выходнаЯ мощность ђ_out ограничена размерами генерируемого объема активного элемента и мощностью излучениЯ источника накачки. ђешение этой проблемы можно найти при использовании нескольких полупроводниковых излучателей, которые могут быть либо объединены с помощью световодной или призменной системы, либо использованы независимо длЯ накачки различных участков активного элемента. Џоскольку в последнем случае возможно увеличение эффективного объема активного вещества, он более предпочтителен.

„лЯ самых распространенных активных сред характерен коэффициент поглощениЯ накачки порЯдка нескольких обратных сантиметров. ‚следствие этого длины активных элементов, на которых происходит поглощение ~90 % мощности накачки, составлЯют всего 3-5 мм. Џри создании микролазеров часто применЯютсЯ и активные среды, в которых коэффициент поглощениЯ на длине волны накачки может доходить до нескольких десЯтков обратных сантиметров и полное поглощение накачки происходит на длинах, меньших 1 мм.

’орцеваЯ накачка оказываетсЯ наиболее эффективной при создании относительно маломощных (мощностью до 1 ‚т) высокостабильных миниатюрных ’‹ЏЌ. ‚ этом случае существенной проблемой при получении высокого ЉЏ„ ЯвлЯетсЯ формирование пространственного профилЯ излучениЯ накачки. ‘огласование цилиндрически симметричного объема ’…Њ₀₀-моды с существенно астигматическим пучком излучениЯ лазерного диода требует использованиЯ анаморфотной оптической системы, реализуемой с помощью цилиндрической или призменной оптики. Ќаиболее эффективным способом согласованиЯ пучков ЯвлЯетсЯ применение диодов с волоконным выводом излучениЯ. ’акой способ допускает эффективное объединение большого числа лазерных диодов в единый источник накачки с помощью одного разветвленного волоконного световода.

‘ ростом мощности ’‹ЏЌ эффективность торцевой накачки снижаетсЯ, поскольку увеличение мощности генерации требует применениЯ активных элементов большего объема, продольнаЯ накачка которых затруднена. „ействительно, при больших мощностЯх торцеваЯ накачка не позволЯет прокачать активный элемент по всей длине, что приводит к рЯду негативных эффектов: сильному локальному нагреву активного элемента, возникновению в нем тепловой линзы и наведенного двулуче-преломлениЯ.

“казанных недостатков лишена поперечнаЯ накачка, при которой возможно использование длинных активных элементов. ѓлавным ее недостатком ЯвлЯетсЯ неполное согласование возбужденного объема активной среды с объемом генерирующих мод и, как следствие, меньший ЉЏ„ лазера. ’ем не менее при необходимости получениЯ больших мощностей поперечнаЯ накачка становитсЯ не только предпочтительной, но и единственно возможной. Ћдной из проблем, возникающих при разработке мощных твердотельных лазеров с поперечной накачкой ЯвлЯетсЯ создание эффективного теплоотвода от активной среды. ‡аметим, что именно необходимость эффек тивного теплоотвода часто определЯет конструктивные особенности таких лазеров.

I.3.1 Џолупроводниковые лазеры

„лЯ созданиЯ полупроводниковых лазеров использует- сЯ свойство pРn-перехода Р при рекомбинации элек- тронов проводимости и дырок освобождаетсЯ энергиЯ, котораЯ может испускатьсЯ в виде квантов или превра- щатьсЯ в тепло.
‹азер на pРn-переходе представлЯет собой полу- проводниковый диод, у которого две плоскопараллель- ные поверхности, перпендикулЯрные pРn-переходу, образуют оптический резонатор; инверсиЯ электрон- но-дырочных пар достигаетсЯ пропусканием прЯмого тока через диод.

Ќаиболее эффективными длЯ полупроводниково- го лазера оказались гетероструктуры (неоднородные структуры), в которых активный pРn-полосок заключен между двумЯ полупроводниковыми переходами: один (типа pРn) служит длЯ инжекции электронов, а вто- рой (типа pРp) отражает инжектированные электроны,

препЯтствуЯ их диффузии из активного полоска. ѓете- роструктуры имеют преимущество перед обычной pРn областью: при одинаковом токе накачки достигаетсЯ большаЯ концентрациЯ электронно-дырочных пар. ‚ полупроводниковом лазере стимулированное излуче- ние распространЯетсЯ вдоль диэлектрического волно- вода, образованного pРn-полоском.

Џервые лазерные диоды были разработаны еще в 1962 году. Ћднако потребовалось более десЯти лет, что- бы поднЯть температуру их функционированиЯ от тем- пературы жидкого азота до комнатной.

’ипичные размеры области излучениЯ диода со- ставлЯют приблизительно 1 × 100 мкм, а длина лазерно- го резонатора равна ∼250 мкм. „лЯ увеличениЯ выход- ной мощности излучениЯ полупроводникового лазера pРn-переходы реализуют в виде многополосковой мат- рицы, в которой pРn-области соседствуют друг с другом на расстоЯнии ∼10 мкм. ‘ помощью одного лазерного диодного полоска может быть достигнута выходнаЯ мощность ∼10 ‚т. Џри увеличении плотности мощнос- ти поЯвлЯютсЯ проблемы с отводом тепла от полупро- водникового лазера и, кроме того, может разрушитьсЯ выходное окно полоска. ЌесмотрЯ на эти проблемы, с помощью лазерных диодных матриц в лабораторных условиЯх получают выходную мощность более 1 к‚т.

ќффективность полупроводникового лазера может достигать более 50%, типичнаЯ эффективность состав- лЯет ∼ 30%, то есть при выходной мощности ∼ 3 ‚т полу- проводниковый лазер потреблЯет ∼10 ‚т. ќнергиЯ по- рЯдка 7 ‚т поглощаетсЯ в форме тепла, которое нужно рассеЯть. ‚ противном случае существенные темпера- турные изменениЯ могут стать причиной сдвига длины волны, на которой излучает диод, и потери эффектив- ности.

—тобы обеспечить оптимальное перекрытие спект- ров излучениЯ накачки и поглощениЯ в лазерном крис- талле, температурный сдвиг длины волны должен быть минимизирован. Џри коэффициенте сдвига 0,3 нм/Ў‘ изменение температуры должно находитьсЯ в пределах ±1Ў‘. ’акую температурную стабилизацию обычно ре- ализуют с помощью холодильника Џельтье.

‘овременные лазерные диоды, используемые длЯ накачки, имеют спектральную ширину излучениЯ ∼1 нм, мощность ∼1Р10 ‚т и ресурс работы ∼104 ч.

?з-за короткого оптического резонатора и малых поперечных размеров активного слоЯ дифракционнаЯ расходимость генерируемого излучениЯ во внешней среде оказываетсЯ значительной. ‚ плоскости, перпен- дикулЯрной pРn-переходу, она измерЯетсЯ десЯтками градусов (до 50Ў). ‚ ортогональной плоскости расходи- мость на порЯдок меньше (1Р5Ў). ќто обусловливает раз- личный профиль пучка в соответствующих плоскостЯх, и длЯ согласованиЯ осесимметричного объема лазерно- го кристалла с асимметричной диаграммой направлен- ности излучениЯ диода необходима довольно сложнаЯ оптическаЯ система линз и призм.

I.3.2 „иоднаЯ накачка неодимовых лазеров

Ќа практике широкое распространение получили твердотельные неодимовые лазеры c длиной волны стимулированного излучениЯ 1,06 мкм. ‚ качестве примера активных сред длЯ таких лазеров можно указать NdYAG (алюмоиттриевый гранат), NdYSGG (иттрий-скандий-галиевый гранат), NdYAB (алюмоит- триевый борат), NdYVO4 (ванадат иттриЯ), Nd GdVO4 (ванадат гадолиниЯ), Nd LSB (скандоборат лантана) и др. ЏопулЯрность ионов неодима в качестве активатора обусловлена его структурой лазерных уровней.

’вердотельные лазеры на оксидных средах возбуждают разными оптическими источниками, так как прЯмое электронное возбуждение невозможно из-за малой электропроводности лазерных кристаллов. Ћднако миниатюризациЯ лазерных устройств с газоразрЯдными лампами накачки невозможна.

‚ качестве источников накачки стали широко применЯть полупроводниковые инжекционные лазеры. ‹азеры на основе AlGaAs-диодов c гетерогенной структурой работают с низким напрЯжением. Њонохроматическим излучением диода можно селективно возбуждать верхний уровень лазерного кристалла. ќфективность накачки свыше 80% и тепловаЯ нагрузка сокращаютсЯ до минимума, излучение диодного лазера можно фокусировать.

Љак уже отмечалось, большие мощности достигаютсЯ сбором единичных полосков в так называемые матрицы. Џолучаемые таким способом выходные мощности достигают нескольких десЯтков ватт. Ћднако излучение высокомощного лазерного диода труднее поддаетсЯ фокусировке. —тобы эффективное поперечное сечение фокуса накачки оставалось маленьким, накачиваемый лазерный кристалл должен иметь по возможности большой коэффициент поглощениЯ.

Џри использовании лазерного диода длЯ накачки активного элемента твердотельного лазера могут быть реализованы два способа: торцеваЯ и боковаЯ накачка. ‚ первом случае излучение диода с помощью системы линз фокусируетсЯ с торца лазерного стержнЯ, а во втором Р со стороны его боковой поверхности. ‘ точки зрениЯ повышениЯ мощности стимулированного излучениЯ боковаЯ накачка имеет преимущество перед торцевой накачкой. ‘ледует подчеркнуть, что максимальнаЯ мощность лазеров с диодной накачкой в настоЯщее времЯ превышает 1 к‚т.

Ќе вдаваЯсь в детали анализа достоинств и недостатков полупроводниковой накачки, отметим, что из-за относительно высокой дифракционной расходимости излучениЯ полупроводниковых лазеров основные ее преимущества могут быть эффективно реализованы в лазерах с малой (порЯдка одного миллиметра) длиной активного элемента. ‚ этом случае плотность мощности излучениЯ накачки в активном элементе может достигать 0,1 Њ‚т/см² без применениЯ дорогостоЯщей формирующей оптики. „лЯ поглощениЯ более 95% излучениЯ накачки в таком активном элементе концентрациЯ ионов неодима длЯ неодимовых лазеров должна быть не менее 4⋅10²⁰ см⁻³. Џовышение эффективности твердотельных лазеров с диодной накачкой может быть достигнуто за счет оптимизации резонатора, согласующей оптики и источника накачки. ђешение же проблемы в целом невозможно без созданиЯ новых активных сред, обладающих эффективным поглощением в спектральном диапазоне источника диодной накачки. ‚ысокие коэффициенты поглощениЯ могут быть достигнуты как кардинальным увеличением концентраций активаторных ионов (при условии слабого концентрационного тушениЯ люминесценции), так и применением эффекта сенсибилизации люминесценции. ‚ этой свЯзи высококонцентрированные активные среды длЯ лазеров с полупроводниковой накачкой играют принципиальную роль.

‚озможность промышленного применениЯ того или иного лазерного материала определЯетсЯ не только концентрацией активатора, но и другими его физическими свойствами, такими, как поперечные сечениЯ переходов при генерации и поглощении, времЯ жизни возбужденного состоЯниЯ, лазернаЯ и механическаЯ прочность, теплопроводность и т.д. Ќе менее важным ЯвлЯетсЯ технологическаЯ доступность материала, то есть возможность выращиваниЯ высококачественных кристаллов.?з сотен исследованных до настоЯщего

 

’аблица 1. ‘пектроскопические, генерационные и тепловые характеристики кристаллов длЯ лазеров с полупроводниковой накачкой

времени лазерных кристаллических матриц в коммерческих целЯх применЯютсЯ единицы.

‚ настоЯщее времЯ длЯ твердотельных неодимовых лазеров с диодной накачкой используютсЯ кристаллы NdYAG, NdYVO₄ и NdLSB.?х сравнительные ха- рактеристики приведены в табл.1. ‚идно, что универсальным набором спектроскопических, генерационных и тепловых характеристик не обладает ни один из этих кристаллов. Џо величине ширины пика поглощениЯ в окрестности 0,81 мкм следует отдать предпочтение NdLSB, тогда как по теплопроводности и пороговой плотности мощности он уступает кристаллам NdYAG и NdYVO4. ‘ечениЯ стимулированного излучениЯ длЯ основного лазерного перехода ⁴F_3/2 - ⁴I_11/2 в Nd:LSB и Nd:YAG сравнимы, но по этому параметру оба кристалла уступают Nd:YVO4. “читываЯ, что реальные лазеры с диодной накачкой на кристаллах Nd:LSB, Nd:YAG и Nd:YVO4 работают далеко за пределом пороговой плотности мощности, этот дефект можно не принимать во внимание. ЃлагодарЯ линейной полЯризации стимулированного излучениЯ лазеры с диодной накачкой на кристаллах Nd:LSB и Nd:YVO4 предпочтительнее длЯ реализации внутрирезонаторного удвоениЯ частоты стимулированного излучениЯ.

I.3 ‹инейные чип-лазеры

Њонолитные линейные чип-лазеры представлЯют собой короткие (длиной от 0.1 до 5 мм в направлении генерации) стержни с плоскими или сферическими торцами. ‚озбуждение таких лазеров осуществлЯетсЯ, как правило, по продольной схеме. Ќа один из торцов кристалла, через который производитсЯ накачка, наноситсЯ селективное зеркало, глухое на частоте генерации и имеющее высокое пропускание на длине волны накачки, а на второй торец - выходное зеркало.?злучение накачки фокусируетсЯ с помощью микрообъектива внутрь активного элемента.

‚ыходнаЯ мощность лазеров такого типа может достигать нескольких ватт в непрерывном режиме. Џри модулЯции добротности пиковаЯ мощность излучениЯ чип-лазера достигает 600 к‚т при энергии импульса ~5 м„ж.

‚ большинстве случаев важно получить генерацию на основной поперечной моде ’…Њ₀₀. ‚ монолитных лазерах с продольной накачкой селекциЯ поперечных мод может быть осуществлена выбором конфигурации резонатора и специальным формированием каустики пучка накачки. ‚опросы оптимизации продольной накачки детально рассмотрены в [50-52]. Ћтметим, что оптимальное сечение накачиваемой области должно быть порЯдка сечениЯ каустики основной моды резонатора [53]. Џри более сильной фокусировке накачки возможно преимущественное возбуждение лагерр-гауссовых мод более высокого порЯдка [54].

‘елекциЯ продольных мод длЯ получениЯ одночастотной генерации в линейных чип-лазерах ЯвлЯетсЯ достаточно сложной задачей. ќто свЯзано с большой (по сравнению с межмодовым интервалом) шириной однородно-уширенной линии усилениЯ типичных твердотельных лазеров. ’ак, например, длЯ YAG:Nd ширина линии усилениЯ составлЯет ~ 180 ѓѓц, тогда как межмодовый интервал, как правило, не превышает 10-15 ѓѓц. Џоэтому длЯ реализации одночастотной генерации в линейных чип-лазерах необходимо использование специальных селекторов.

ђисунок I.3.1 Yb:YAG-Cr:YAG чип лазер

 

Ћднако, поскольку внесение селективных элементов в резонатор монолитных чип-лазеров невозможно, основным способом получениЯ одночастотной генерации ЯвлЯетсЯ уменьшение продольных размеров резонатора. „лЯ достижениЯ стабильной одномодовой генерации в линейных чип-лазерах на YAG:Nd необходимо, чтобы длина резонатора не превышала 200-300 мкм [55]. Џри больших длинах резонатора одночастотный режим реализуетсЯ лишь при малых превышениЯх мощности накачки над пороговой.

‚ линейных чип-лазерах с малой длиной резонатора длЯ получениЯ большей мощности целесообразно использовать либо среды с высокой концентрацией активных центров, либо среды с большим сечением поглощениЯ излучениЯ накачки [56, 57]. ‚ таких средах возникает интереснаЯ возможность получениЯ одночастотной генерации, свЯзаннаЯ с конкурентным взаимодействием продольных мод [58].

Љлассическим примером монолитного линейного чип-лазера ЯвлЯетсЯ лазер с зеркалами, нанесенными непосредственно на торцы кристалла [59]. ‚ этом лазере активный элемент, выполненный из высококачественного монокристалла YVO₄:Nd, имеет квадратное сечение со стороной 3 мм. Ћдин торец кристалла плоский, а второй - сферический с радиусом кривизны 10 см. Ќа плоский торец нанесено селективное покрытие, имеющее высокий коэффициент отражениЯ на длине волны генерации ( λ С 1.06 мкм) и низкий на длине волны накачки ( λ С 0.808 мкм). „лина резонатора (активного элемента) составлЯет 1.5 мм. ‹азер работает на основной поперечной моде ’…Њ₀₀ при мощности выходного непрерывного излучениЯ несколько десЯтков милливатт. „ифференциальный ЉЏ„ таких чип-лазеров достигает 57-58%. …сли активный элемент выполнить из кристалла YAG:Nd:Cr, играющего одновременно и роль насыщающегосЯ поглотителЯ, то такой лазер будет работать в режиме модулированной добротности [60].

‚ настоЯщее времЯ в линейных чип-лазерах используютсЯ активные кристаллы, работающие не только по четырехуровневой, но и по трехуровневой схеме. ‚ последнем случае возникает необходимость созданиЯ таких условий, при которых интенсивность накачки на выходном торце кристалла составлЯет значительную долю от интенсивности накачки на входном торце. ќто свЯзано с необходимостью иметь инверсию населенности по всей длине активного элемента, в противном случае происходит резкий рост потерь на частоте излучениЯ лазера.

 

II.1 ђазработка принципиальной схемы с диодной накачкой и волоконным выходом

ђис1 ЏринципиальнаЯ схема лазера