Реферат: Измерение параметров лазеров - текст реферата. Скачать бесплатно.
Банк рефератов, курсовых и дипломных работ. Много и бесплатно. # | Правила оформления работ | Добавить в избранное
 
 
   
Меню Меню Меню Меню Меню
   
Napishem.com Napishem.com Napishem.com

Реферат

Измерение параметров лазеров

Банк рефератов / Технологии

Рубрики  Рубрики реферат банка

закрыть
Категория: Реферат
Язык реферата: Русский
Дата добавления:   
 
Скачать
Microsoft Word, 8390 kb, скачать бесплатно
Заказать
Узнать стоимость написания уникального реферата

Узнайте стоимость написания уникальной работы

11 ВВЕДЕНИЕ П олучение достоверных результатов измерений к ак самих параметров лазеров , так и в ы ходных характеристик лазерных приборов и систем имеет свою специфику , поскольку лазерное излучение характеризуется некоторыми особенностями : широким спектральным (0,2 мм ...1 мм ) и динамическим диапазоном (120...200 дБ ), малой длительностью импульсов (до 0.1 пс ), высокой плотностью мощности (до 10 9 Вт /см 2 ), энергии и т.п . Система характеристик и параметров ров лазеров и лазерного излучения л а зерных приборов установлена ГОСТ 15093-75, ГОСТ 24453-80 и ГОСТ 23778-79, в соотв етствии с кот о рыми осуществляется контроль изделий лазерной техники на этапе выпуска продукции и при их эксплу а тации (табл .1). Таблица A Параметр , х а рактеристика Единица изм е рения Определение Обозначе-ние Энергетические парам етры и характеристики Энергия Дж Энергия , переносимая лазерным излучением W Мощность Вт Энергия , переносимая лазерным излучением в единицу времени P Интенсивность Величина , пропорциональная квадрату амплитуды электромагнитного колебания J Спектральная плотность энергии (мощность ) Дж Гц -1 Вт Гц -1 W , W (P ,P ) Средняя мо щ но сть импульса Вт P u,ср Максимальная мощность импульса Вт P u, max Спектральные параметры и характеристики Длина волны Частота Ширина спе к тральной линии Степень хром а тичности / / Пространственно-временные параметры и характеристики Диаграмма направленности Угловое распределение энергии или мощности лазерного излучения Диаметр пучка м Диаметр поперечного сечения пучка лазе рного излучения , внутри кот о рого проходит заданная доля энергии или мощности лазера d Расходимость рад, ср Плоский или телесный угол , х а рактеризующий ширину диаграммы направленности лазерного излучения в дальней зоне по заданному уровню угл о вого распредел ения энергии или мощности лазерного излучения , определяемому по отношению к его максимальному знач е нию Q P Энергетическая расходимость рад, ср Плоский или телесный угол , внутри которого распространяется зада н ная доля энергии или мощности лазерного излучен ия S Относительное распределение плотности энергии (мощности ) Распределение плотности энергии (мощности ) излучения по сечению лазе р ного пучка , нормированное относительно максимального значения плотности эне р гии (мощности ) W,P , W,S Частота повт о рения импульсов Гц Отношени числла импульсов л а зерного излучения ко времени F Длительность импульсов с u Параметры когерентности Степень пр о странственно-временной когерентности Модуль комплексной степени пространственно-временной когерентн о сти при фиксированных координатах точки в пространстве и времени , равный : , где 0 12 ( ) 1, 12 ( ) — функция вз а имной когерентности, 11 ( ), 22 ( ) — функции взаимной когерентности для точек пространства с ра диус-векторами r 1, r 2 соответственно при =0 12 ( ) Степень пр о странственной когерен т нсти Модуль компле ксной степени временной когерентности для фиксир о ванной точки пространства , равный , где 12 ( ) — функция пространственной когерентности 12 (О ) Степень вр е менной когерентности Модуль комплексной степени временной когерентности для фиксир о ванной точки пространства , равный , где Г 11 ( ) — функция взаимной когерен т ности для точки пространства с ради у сом-векторм r 1 11 ( ) Время ког е рентности с Минимальное запаздывание , для которого степень временной когерентн о сти принимает значение равное нулю Длина когерен т ности м Произведение времени когерен т ности на скорость электром агнитного излучения в вакууме К Параметры поляризации Плоскость п о ляризации Плоскость , проходящая через направление распространения лине й но-поляризованного лазерного излучения и направление его электрического вектора Элли птичность поляризованного лазе р ного излучения Отношение малой полуоси э л липса , по которому поляризовано лазерное излучение к его большой полуоси Степень поляр и зации Отношение интенсивности пол я ризованной составляющей лазерного и з лучения к полной его ин тенсивности ИЗМЕРЕНИЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Для измерения энергетических параметров лазерного излучения могут использоваться самые разнообразные методы , основанные на различных физических и химических эффектах взаимодействия лазерного излучения с веществом , последнее может находиться в любом агрегатном состоянии . Однако наиболее широкое распространение получили методы , основанные на преобразовании энергии лазерного излучения в тепловую эн е ргию (тепловой метод ) и в энергию электрического тока (фотоэлектрический и пироэлектрический методы ). Реже применяется пондеремоторный метод , основанный на преобразовании энергии лазерного излучения в механическую энергию. Измерение мощности и энергии лазерного излучения Существующие средства измерения (СИ ) энергетических параметров лазерного излучения с о держат приемный (первичный ) измерительный преобразователь (ПИП ), измерительное устройство , а также отсчетное , или регистрирующее устройство . В ПИП энергия лазерного излучения преобразуется в тепловую или в механическую энергию или в электрический сигнал , доступные для дальнейшего прео б разования и измерения. Различают ПИП поглощающего и проходного типа . В преобразователях поглощающег о типа п о ступающая на вход энергия лазерного излучения почти полностью поглощается и рассеивается в нем . В преобразователях проходного типа рассеивается лишь часть поступившей на вход энергии излучения (как правило небольшая ), а большая чисть изучения прох одит через преобразователь и может быть использ о вана для требуемых целей. Измерительное устройство включает преобразовательные элементы и измерительную цель . Их назначение — преобразование выходного сигнала ПИП в сигнал , подаваемый на отсчетное или рег и стр ирующее устройство . Отсчетное или регистрирующее устройство служит для считывания или рег и страции значения измеряемой величины в аналоговой или цифровой форме. Обычно ПИП конструктивно выполняется в виде отдельного блока , называемого измерительной головкой , а измерительное и отсчетное устройства — в виде измерительного блока . В измерительный блок могут быть включены дополнительные устройства , например цепи коррекции дрейфа нуля , температурной и электрической стабилизации и др. Тепловой метод Сущность этого метода состоит в том , что энергия излучения при взаимодействии с веществом приемного преобразователя превращается в тепловую энергию , которая впоследствии измеряется тем или иным способом . Для измерения тепловой энергии , выделивше йся в ПИП , обычно используют : — термоэлектрический эффект Зеебека (возникновение ТЭДС между нагретым и холодным спаями двух разнородных металлов или полупроводников ); — явление изменения сопротивления металлов и полупроводников при изменении температуры (бо л о метрический эффект ); фазовые переходы "твердое тело-жидкость " (лед-вода ); — эффект линейного или объемного расширения веществ при нагревании и др. Необходимо отметить , что все тепловые ПИП в принципе являются калориметрами . Однако в литературе сформировали сь устойчивые названия ПИП , ассоциируемые обычно с некоторой совокупн о стью характерных признаков , свойственных приемным преобразователям определенных типов (терм о элементы , болометры , пироприемники и пр . ) . Наиболее широкое распространение для измерения та ких усредняемых во времени энергетических параметров лазерного излучения , как энергия и средняя мощность , получили калориметры . Они имеют достаточно конструктивно развитый приемный элемент , не объединенный с чувствительным элементом . К достоинствам калори м етров относятся широкий спектральный и динамический диапазон работы , высокая линейность , точность и стабильность характеристик , простота конструкции , возможность их использ о вания с высокоточными , хотя и инерционными цифровыми приборами , возможность калибро вки прео б разователей по эквивалентному электрическому воздействию. Любая калориметрическая система (рис .1.1) содержит внутреннее калориметрическое тело К (приемный элемент ), в котором протекает процесс выделения (или поглощения ) тепла , и внешнюю об о лочку О , с которой происходит теплообмен калориметрического тела путем теплопроводности , конвекции и излучения. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . A П ринципиальная схема калориметра Тепловой поток Д от калориметрического тела на оболочку зависит главным образом от разности температур их поверхностей Ф =G T (T k -T o ) , где G T — параметр , характеризующий тепловую проводимость cреды между калориметрическим тело м и оболочкой . Часто теплообмен между K и O характеризуют также обратной величиной R T =1/G T , имеющей смысл теплового сопротивления среды . Наиболее широкое ра с пространение для измерения таких усредненных во времени энергетических параметров лазерного из у чен ия , как энергия и средняя мощность , получили калориметры переменной температуры (или неиз о термические калориметры ), у которых в процессе измерения Т K =f(t) const . Уравнение теплового равновесия калориметрического тела K с оболо чкой О в таком калориметре в предположении бесконечной температуропроводности вещества K имеет вид : (1.1) где P(t) — мощность , рассеиваемая в калориметре ; c — теплоемкость K : T=T K -T O У непрерывных лазеров характерным энергетическим параметром , который указывается в па с порте , является мощность лазера P . У лазеров , работающих в режиме свободной генерации одиночных импульсов лазерного излучения, обычно нормируется энергия импульса W u . Лазеры , работающие в режиме модуляции добротности резонатора и в режиме синхронизации мод , обычно характеризуются значением W u и дополнительно значением максимальной P Umax или средней P Uср мощности импульса . Импуль с но-периодические лазеры характеризуются средней мощностью P ср со временем усреднения , значительно превышающим период следования импульсов. В соответствии с этим рассмотрим некоторые частные решения дифференциального уравнения (1.1). 1. Мощность , рассеиваем ая а калориметре , не изменяется во времени , т.е . P(t)=P O =const . Тогда (1.2) где =R T C постоянная времени калориметра . Макси мальное значение Т (t) достигается при t и равно T max =R T P O . 2. Мощность в калориметре выделяется в виде периодической последовательности прямоугольных импульсов : P O , u и q — импульсная мощность , длительность и скважность импульсов соответственно . Можно показать , что в этом случае для значений параметров лазерного излучения , наиболее часто встр е чающихся на практике , (1.3) 3. В калориметре рассеивается энергия одиночного прямоугольного импульса . Температура к а лориметрического тела в этом случае изменяется во времени следующим обра зом : (1.4) при 0 t u при u t< Максимальное значение Т (t) достигается при t= u и равно T max = B R T W u (W u =P O u импульса ; д -- постоянная калориметра ) . Перечисленные частные случаи описывают три основных режима работы калориметрических преобразователей переменной температуры : режим измерения мощности непреры в ных лазеров , средней мощности импульсно-периодический лазеров и режим измерения энергии одино ч ных лазерных импульсов. В рассматриваемых калориметрах наибольшее распространение получили твердотельные пр и емные измерительные преобразователи . Такие ПИП часто изготавливают в виде полостей — полого к о нуса , сферы с отверстием , полого цилиндра , а также комбинацией этих элементов . За счет использовать эффекта многократных переотражений излучения внутри полости удается увеличить коэф фициент п о глощения приемного преобразователя и тем самым расширить рабочий диапазон длин волн , а также ув е личить верхний предел измерения мощности и энергии лазерного излучения. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . B Упрощенная ко н струкция калориметрического ПИП прибора ИМО -2 В качестве примера на рис .1.2 изображен ПИП прибора ИМО -2, серийно выпускаемого отеч е ственной промышл енностью для измерения средней мощности и энергии импульсов лазерного излучения . Здесь приемный элемент 1 выполнен в виде медного конуса со встроенным электрическим нагревателем для градуировки , причем на его приемную поверхность нанесено поглощающее покры тие , В качестве чувствительного элемента 2 применена медно-константановая термобатарея , содержащая более 2000 термопар , равномерно распределенных между наружной поверхностью приемного элемента и поверхн о стью пассивной теплоемкой оболочки 3 калориметра . Тер мобатарею получают путем меднения полуви т ков спирали прямоугольного сечения из константановой — проволоки . Такие элементы не требуют включения в состав ПИП источников питания , так как их выходной величиной является термо-ЭДС , во з никающая между холодным и н агретым спаями разнородных металлов и полупроводников . Большое количество термопар в составе термобатареи повышает чувствительность таких ПИП. Измерительная головка ИМ 0-2 содержит две одинаковые калориметрические секции с ПИП , которые находятся внутри па ссивного термостата , образованного толстостенным медным корпусом и кожухом измерительной головки . Для уменьшения нестабильности ПИП термобатареи включены посл е довательно навстречу друг другу , что позволяет исключить влияние температуры окружающей среды . Из мерительной блок содержит стабильный усилитель постоянного тока для усиления сигнала с выхода термопреобразователя , стабилизированный источник постоянного напряжения для проверки сохранности градуировочной характеристики прибора в процессе эксплуатации , ц е пи коммутации и регулировки к о эффициента усиления УПТ и аналоговое отсчетное устройство. Для расширения верхнего предела измерения мощности непрерывного лазерного излучения в комплекте прибора имеется ослабитель. Основные технические характеристики прибора ИМО -2 и некоторых других тепловых средств измерений мощности и энергии лазерного излучения , серийно выпускаемых промышленностью , прив е дены в табл . 2. В приборе ИКТ имеется также конический элемент , который обладает более высокой стойкостью к лазерному из лучению в вследствие того , что на его конический приемный элемент действует лазерное излучение , прошедшее рассеивающий матированный сапфировый элемент . В результате этого излучение распределяется по всей приемной поверхности и плотность его снижается . В к а честве чувствительного элемента здесь используется термометр сопротивления , выходной величиной которого является изменение электрического сопротивления ПИП под действием изменения температуры приемного элемента , возн и кающего при поглощении падающего излуче ния . Поэтому в состав таких ПИП должен входить источник питания . Измерительная головка ИКТ , так же как и в ИМ 0-2, содержит два одинаковых ПИП с терм о метрами сопротивления , включенных в плечи моста постоянного тока. Примером ПИП проходного типа может служит ь малоинерционный проволочный болометрич е ский измеритель средней мощности излучения (рис .1.3). Такой ПИП выполнен в виде двух редких решеток из тонких металлических проволок , перекрывающих все сечение пучка излучения и соединенных посл е довательно . Принцип работы преобразователя основан на болометрическом эффекте , возникающем при частичном поглощении проходящего через решетки лазерного излучения. Для редкой двойной решетки , если ее период значительно превышает диаметр d проволо ки , полные потери оптического излучения , включающие потери на отражение , дифракцию и поглощение в элементах решетки , не превышают 4 d/ . Наиболее подходящими материалами для проволок являются платина , золото и никель , которые об ладают высокой механической прочностью и технологической пр о стотой изготовления решеток с малым диаметром d и большим периодом . Таблица B № п /п Наимено-вание Тип П ИП Рабочий диапазон длин волн , мкм Диапазон измерения мощности энергии Вт Дж Время одного измерения для мо щ ности Время уст а новл е ния пок а зания Диап а зон дл и тел ь ностей изм е ря е мых и м пул ь сов , с Диап а зон и з м е ря е мых ди а ме т ров пу ч ков , мм Основная п о гре ш ность изм е рения , % Вид индикации 1 ОСИСМ — образцовое средство измерений средней мощности Термо электрич е ский 0.4 - 12 10 -3 - 10 2 2.5 мин 4 10 P =1 3 Цифрово й 2 ОИМ -1-1 — образцовый измеритель мощности излучения (80 кг ) То же 0.3 - 3.5 10 -3 - 10 -1 8 мин 3 8 P =1 Стрелочный 3 ИМО -2-2М — образцовый измритель мощности и энергии лазерного излучения То же 0.4 - 10.6 10 -2 - 10 2 10 -1 - 10 3 мин 5 с / 2 мин 2 10 -4 - 10 -3 4 12 P =1 3 E =3 4 Цифровой 4 ИМО -2 — и з меритель средней мощности и энергии лазерных импульсов Термоэлектр и ческий 0.33 -10.6 5 10 -3 - 10 2 3 10 -3 - 10 2.5 мин 8 c / 2 мин 10 -4 - 10 -3 4 12 P =5 8 E =7 22 Стрелочный 5 МК 3 - 18А — ваттметр поглоща е мой мо щ ности к а лориметрический Б о ломет рич е ский 0.4 - 3.5 5 10 -4 - 10 -2 10 -3 - 0.3 10 с 20 с / 30 с 10 -8 - 10 -3 10 P,E =10 20 Стрелочный 6 МЗ - 24 — и з меритель мощности ка лориме т рический То же 0.4 - 3.5 10 -3 - 10 10 -2 -10 10 c 10 c / 20 c 10 -8 - 10 -3 20 P =5 12 E =5 22 Ст релочный 7 ПВ - 1 — п и роэлектр и ческий ваттметр П и роэлектр и ческий 0.4 - 10.6 10 -4 - 10 2 10 c 2 23 P =10 20 Стрелочный 8 ФПМ -01 — фотометр переносной малогаб а ритный для импульсных и непр е рывных лазеров Ф о тоэлектр и ческий 0.4 -1.06 10 -7 - 10 -1 10 -8 - 0.05 1 c / 1 c 2 10 -4 - 10 -2 2 14 P =15 E =10 20 Цифровой 9 ФПМ -02 — то же для и м пульсных лазеров (модиф и кация ФПМ - 01) Ф о тоэлектр и ческий 0.53 - 1.06 510 -9 - 10 -3 1 c / 1 c 10 -8 - 10 -7 2 14 E =20 Цифровой 10 ОСИЭ — о б разцовое средство измерения энергии Терм оэлектр и ческий 0.5 - 10.6 2 10 -2 -10 5 c / 4.5 мин 10 -8 - 10 -3 4 15 E =4 Цифровой 11 ИКТ - 1Н - измеритель калориме т рический тверд о тельный То же 0.4 - 4.0 5 10 -2 - 10 3 10 c / 8 мин 10 -8 - 10 -3 4 45 E =22 Стрелочный 97 Так , например , из платиновых нитей диаметром 3… 5 мкм можно изг отовить решетки с поп е речным размером более 10 см и периодом 1 мм . В этом случае общие потери но превышают 4 5 10 -3 =0.02, а коэффициент пропускания приемного измерительного преоб разователя достигает 98%. Постоянная времени прибора не превышает 10 -3 с. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . C Функциона льная схема малоинерционного болометрического измерителя мощности лазерного излучения проходного типа Если в ПИП чувствительным элементом является термометр сопротивления , который непосре д ственно воспринимает оптическое излучение и в нем отсутствует констр уктивно развитый приемный элемент , то такой ПИП традиционно называют болометром , а в качестве термометра сопротивления могут использоваться не только проволочные проводники , а и пленочные . Приемно-чувствителльные элементы этих приборов часто помещают в ва к уумированную оболочку И тогда их называют вакуумными . Глуб о коохлаждаемые болометры , работающие при температурах жидкого азота и гелия , используют для изм е рения сверхмалых потоков излучения (эквивалентную мощность шума можно снизить до 10 -14 Вт Гц -1/2 ) либо при стремлении достичь максимального быстродействия (субнаносекундный диапазон ) . Калориметры , в которых тепловые процессы не приводят к изменению температуры калориме т рического тела (т.е . Т K =T O =const ), ю называются изотермическими калориметрами , или калориметрами постоянной температуры . Принцип действия таких калориметров основан либо на использовании э ф фектов фазового перехода вещества и состоит в измерении количества калориметрического вещества (льда ), перешедшего под действием поглощенной энергии лазерного излучения в другую фазу (воду ) при температуре существования фазового перехода (0 ) (калориметры с фазовым переходом ), либо на эффекте компенсации в самом калориметре выделе нного излучением тепла за счет теплового эффекта с против о положным знаком (компенсационные калориметры и калориметры с предварительным подогревом ). Следует отметить , что на практике такие приборы используются редко , за исключением калориметров с предварите льным подогревом . В этих приборах калориметрическое тело предварительно (до поступления и ПИП измеряемого излучения ) подогревается до некоторой стационарной температуры , превышающей температуру окружающей среды . При подаче лазерного излучения мощность под о грева вручную или автоматически уменьшают ты , чтобы температура калориметрического тела оставалась прежней . Погл о щенная ч в калориметре мощность в этом случае равна изменению мощности подогрева . По такому принципу работает образцовый измеритель мощности ла зерного излучения ОИМ -1-1, у которого мо щ ность подогрева уменьшается вручную. Принцип работы пироэлектрических ПИП основан на использовании пироэлектрического э ф фекта , наблюдаемого у ряда нецентросимметричных кристаллов при их облучении и проявляющегося в возникновении разрядов на гранях кристалла , перпендикулярных особенной полярной оси . Если изгот о вить небольшой конденсатор и между его обкладками поместить пироэлектрик , то изменения темпер а туры , обусловленные поглощением излучении , будут проявляться в вид е изменения заряда этого конде н сатора и могут быть зарегистрированы . Входное сопротивление пироэлектрического приемника является почти чисто емкостным . Поэтому сигнал на его выходе может появиться только при переменном входном сигнале , что вызывает необход имость модуляции излучения при измерении пироприемником излучения. Выходной сигнал пироэлектрических ПИП пропорционален скорости изменения среднего пр и роста температуры d( T)/dt чувствительного элемента , а не величине T , не на которую реагируют те п ловой приемники . Следствием этого является высокое быстродействие приемников (до 10 -8 ), в также высокая их чувствительность (10 -7 … 10 -8 Дж ), большой динамический диапазон работы (10 -8 … 10 Дж ) и широкий спектр альный диапазон (0.4… 10.6 мкм ). Конструктивно чувствительный элемент пироприемника не отличается от колориметрических ПИП (см . рис . 1.2), за исключением самого чувствительного элемента 2 , выполненного из пироэлектрика . Среди промышленных разработок измерени я малых (до 10 -9 Вт /см 2 ) и сверхмалых (до 10 -12 Вт /см 2 ) потоков излучения наибольшее применение нашли пироэлектрические пр е емники на основе титаната бария , триглинсульфата и на основе керамики цирконат-титанат бария . Чу в ствительные элементы таких ПИП предс тавляют собой плоскопараллельную пластину толщиной 20… 100 мкм с нанесенными на обе стороны электродами . На облучаемую сторону пластины наносят поглощающее покрытие либо его роль выполняет полупрозрачный электрод . С помощью сравнительно несложной те х нологии чувствительные элементы можно изготавливать достаточно сложной формы с размерами пр и емной площадки от 10 -4 до 10 6 . Обладая рядом преимуществ перед тепловыми преобразователями , пирозлектрические ПИП находят все более широкое применение для измерения энерге тических и пространственно-энергетических параметров лазерного излучения. Фотоэлектрический метод. Фотоэлектрический метод измерения энергетических параметров лазерного излучения основан на переходе носителей заряда под действием фотонов измеряемого излучения на более высокие энергет и ческие уровни . В качестве фотоэлектрических ПИП используют фотоприемники (ФП ), которые делятся на две группы : с внешним и внутренним фотоэффектом . Внешний заключается в испускании электронов под дейст вием фотонов в вакуум , внутренний — в переходе электронов из связанного состояния под действием фотонов в свободное , т.е . в возбужденное состояние внутри материала . В обоих случаях переход прои с ходит при поглощении веществом отдельных квантов излучения , по этому ФП являются квантовыми приборами . Энергия электромагнитного излучения в них непосредственно превращается в электрическую , которую затем измеряют . Выходной электрический сигнал ФП зависит не от мощности падающего изл у чения , а от количества квантов изл учения и энергии каждого кванта. Общее выражение преобразования входного оптического сигнала в выходной электрический сигнал , осуществляемого фотоэлектрическим ПИП , можно записать в следующем виде : I=I ФП +I Т =S P+I T (1.5) где I — полный ток , протекающий через ФП , А ; I ФП — ток через ФП , вызванный падающим потоком излучения , А ; I Т — темновой ток , А ; S — спектральный коэффициент преобразования , или абсолютная спектральн ая чувствительность ФП , А /Вт ; P — мощность падающего на ФП излучения, Вт . Ниже кратко рассмотрены основные фотоэлектрические преобразователи , применяемые в сре д ствах измерения мощности и энергии лазерного излучения. Фотопреобразователи с внешним фотоэффект ом . Энергия фотоэлектронов , испущенных с п о верхности катода под действием электромагнитного излучения , определяется выражением : W=h - (1.6) где — частота излучения , Гц ; h — постоянная Планка , ( h =6.63 10 -34 Дж с ); — постоянная зависящая от природы материала фотокатода . Испускание электронов имеет место лишь в том случае , когда h > = h О , где О — пороговая частота , ниже которой фотоэффект невозможен . Длину волны О =с / О называют длинноволновой (красной ) границей фотоэффекта . Обычно коротковолновая граница фотопреобразов а теля ограничивается пропусканием входного окна ПИП. К фотоприемникам на основе внешнего фотоэффекта относятся вакуумные приборы : фото эл е менты (ФЭ ) и фотоэлектронные умножители, Спектральный диапазон вакуумных ФП зависит от материала фотокатода . В настоящее время выпускаемые промышленностью ФЭ и ФЭУ перекрывают диапазон от УФ (0.16 мкм ) до ближнего ИК излучения (1,2 мкм — для серебряно-к ислородно-цезиевого катода ). Абсолютная спектральная чувств и тельность ФЭ определяется следующим образом : S =Q ЭФ /1.24 (1.7) где Q ЭФ — эффективный квантовый выход , — длина волны излучения , мкм , S меняется в зависимости от типа и конструкции прибора (10 -3 … 10 -1 мА /Вт ). Динамический диапазон , в котором сохраняется линейность преобразования оптического сигнала в электрический , для ФЭ сравнительно большой . Нижний предел ограничен шумами и темновым током ФЭ , верхний — влиянием пространственного заряда и продольным сопротивлением фотокатода , В режиме непрерывного облучения нижний предел может достигать 10 -14 А , ве рхний не превышает 10 -4 А . В импульсном режиме верхний предел может быть увеличен до десятков ампер. Шумы и темновые токи ФЭ сравнительно невелики , однако из-за низкой чувствительности ФЭ нецелесообразно применять их для измерения малых уровней оптических сигналов. Современные сильноточные временные ФЭ позволяют получать время нарастания переходной характеристики (между уровнями 0.1 и 0.9 от максимального значения ) порядка 10 -10 с. ФЭУ обладают высокой чувствительностью благодаря наличию умножительной (диод ной ) с и стемы . Если коэффициент вторичной эмиссии i-го диода i , коэффициент сбора электронов i , а m — число каскадов усиления , то коэффициент усиления ФЭУ : (1.8) абсолютная спектральная чувствительность ФЭУ : S = S k M где абсолютная спектральная чувствительнос ть фотокатода ФЭУ , определяемая аналогично по формуле (1.7). Чувствительность ФЭУ может достигать 10 5 А /Вт в максимуме спектральной характеристики . В обычных ФЭУ линейность сохраняется до десятков миллиампер , у современных си льноточных — до единиц ампер. При измерениях оптических сигналов большой мощности можно увеличить диапазон линейности ФЭУ для больших потоков частично используя динодную систему и снимая сигнал с промежуточных динодов . Нижний предел динамического диапазон а ограничен шумами и темновыми токами ФЭУ , которые обычно составляют 10 -11 … 10 -5 А . Быстродействие современных ФЭУ лежит в пределах 30...1 нс (1н =10 -9 с ). К ФП на основе внутреннего фотоэффекта относятся фоторезисторы , фотодиоды , фототранз и сторы , МДП-фотопр иемники и другие полупроводниковые ФП . Для измерения энергетических параметров излучения наиболее широкое распространение получили фотодиоды (ФД ) и фоторезисторы (ФР ). Действие ФР основано на явлении фотопроводимости , заключающемся в возникновении св о бодны х носителей заряда в некоторых полупроводниках и диэлектриках при падении на них оптического излучения . Фотопроводимость приводит к уменьшению электрического сопротивления и соответственно к увеличению тока , протекающего через фоторезистор. Общее выражение для абсолютной спектральной чувствительности ФР может быть представлено в виде : (1.10) где e — заряд электрона ; V — объем освещенности части полупроводника ; Q — квантовый выход вну т реннего фотоэффекта ; — подвижность фотоносителей ; — время жизни фотоносителей ; l — расстояние между контактами ; u — напряжение , приложенное к ФР. ФР различных типов пе рекрывают широкий спектральный диапазон (0.4… 25 мкм ); большинство из них требует охлаждения до температуры жидкого азота или жидкого гелия , что вызывает дополн и тельные трудности при их использовании в измерительной аппаратуре в качестве ПИП . Кроме того , они обладают большей инерционностью и невысокой чувствительностью , что также ограничивает их прим е нение для измерений энергетических параметров лазерного излучения. Наиболее широкое использование для этих целей имеют германиевые и кремниевые фотодиоды . Возник ающие под действием излучения неосновные носители диффундируют через p-n- переход и ослабляют электрическое поле последнего , что приводит к изменению электрического тока в цепи . Ф о тоток в широких пределах линейно зависит от интенсивности падающего излучения и практически не зависит от напряжения смещения . Для измерения энергетических параметров излучения обычно испол ь зуют фотодиодный режим (с питанием ), так как при этом диапазон линейности и быстродействие гораздо больше , чем в фотовольтаическом режиме (без питания ). Важное значение для работы всех ФП имеет согласование с электронной схемой. Абсолютная спектральная чувствительность ФД : S = Q (1- )/1.24 (1.11) где — коэффициент пропускания окна прибора ; — к оэффициент собирания носителей ; Q — квантовый выход ; — длина волны излучения ; — коэффициент отражения. В рабочем спектральном диапазоне абсолютная спектральная чувствительность составляет д е ся тые доли А /Вт . Область спектральной чувствительности кремниевых фотодиодов составляет 0.4… 1.2 мкм (максимум около 0,85 мкм ), германиевых — 0.3… 1.8 мкм (максимум в области 1,5 мкм ). Такие ПИП не требуют охлаждения . Темновые токи у кремниевых ФД примерно на порядок ниже , чем у германиевых и достигают 10 -5 … 10 -7 А , а при специальной технологии изготовления — 10 -9 … 10 -12 А . ФД обладают сравнительно низким уровнем шумов , что в сочетании с высокой чувствительностью делает , их ФП с низким порогом чувствительности . Э то позволяет использовать ФД для измерений весьма слабых потоков излучения (до 10 -6 Вт ) Инерционность обычных полупроводниковых ФД составляет 10 -6 … 10 -8 с , а временное разрешение Ge и Si лавинных ФД достигает 1… 10 нс . ФД изготавливают с размерами фоточувств ительной площадки примерно от долей мм до 10 мм , а лавинные ФД — до 1 мм. Для измерения относительно больших уровней мощности и энергии целесообразно применять ПИП с невысокой чувствительностью , т.е . ФЭ . Для измерения средних уровней энергетических параме т ров лазерного излучения можно применять как вакуумные приборы ( ФЭУ ), так и полупроводниковые (ФР , ФД ) . Для измерения малых потоков требуются приемники с высокой чувствительностью и низким уро в нем шума . Фотодиоды уступают по чувствительности ФЭУ . Однако Ф Д обладают низким уровнем шума . Это позволяет применять ФД для измерения малых потоков не непосредственно , а с помощью усилителя . В этом случае ФД вполне могут конкурировать с ФЭУ , а в ряде случаев и превосходить их по характер и стикам. Основные преимуществ а ФД по сравнению с ФЭУ : небольшие габариты , низковольтное питание , высокая надежность и механическая прочность , более высокая стабильность чувствительности , низкий уровень шумов , лучшая помехозащищенность от электрических и магнитных полей. Недостатки ФД по сравнению с ФЭУ : меньшее быстродействие для большинства ФД , более сильное влияние температуры на параметры и характеристики прибора. Для измерения временных параметров лазерного излучения следует применять наиболее быс т родействующие фотоэлектрические п риемники — ФЭ , для измерения малых потоков — ФЭУ и лавинные ФД. Для измерения мощности лазерного излучения в непрерывном режиме могут быть использованы как вакуумные , так и полупроводниковые ФП , поскольку здесь не требуется их высокого быстродействия. Пондеромоторный метод В пондемоторных измерителях энергии и мощности лазерного излучения используется эффект П . Н . Лебедева . Лазерное излучение падает на тонкую приемную металлическую или диэлектрическую пластину и давит на нее . Давл ение (сила ) измеряется чувствительным преобразователем. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . D Функциональная схема крутильных весов Для измерения давления излучения используют различные преобразователи : емкостные , пьез о электрические , крутильные весы на механическом и магнитном подвесе , механотроны . Первые два типа большого распространения не получили из-за малого значения коэффициента пре образования , малой помехоустойчивости и сложности системы отсчета и регистрации . Наиболее широко применяются кр у тильные весы — классический прибор для измерения малых сил . Схема устройства приведена на рис .1.. На растяжках или подвесе 1 укреплено коромысло 2 с приемным крылом 3, противовесом 4 и зеркалом 5, расположенным в вакуумированной камере . При попадании оптического излучения на приемное крыло подвижная система отклоняется от положения равновесия на некоторый угол , по величине которого можно судить о значении оптической мощности или энергии . Крючок 6 предназначен для крепления груза при калибровке весов (определения их момента инерции и жесткости подвеса ). Из решения уравнения движения крутильного маятника можно получить значение угла поворота приемной пластины 3 при воздействии на нее непрерывного излучения мощностью P (1.12) где — коэффициент отражения пластины ; — коэффициент пропускания входного окна камеры ; l — расстояние от оси пучка излучения до оси вращения ; — угол падения излучения на пластину ; c — ск о рость света ; K — жесткос ть подвеса . Аналогичное выражение можно получитъ для максимального угла разворота пластины max — под действием импульса излучения энергией W u : (1.13) где J — момент инерции вращающейся системы . Углы поворота отсчитываются на шкале 8 по отклонению светового пятна от лампочки 7 (рис . 1.4). При известных параметрах системы формулы (1.12) и (1.13) позволяют определить энергию и мощност ь излучения в абсолютных единицах. В настоящее время в конструкцию пондеромоторных измерителей введено много усоверше н ствований , которые позволили улучшить их эксплуатационные и метрологические параметры . Прежде всего оказалось возможным отказаться от вак уумирования и использовать атмосферное давление воздуха в камере . Применение в качестве приемных элементов прозрачных диэлектрических пластин вместо отр а жающих металлических позволило увеличить верхний предел изменения энергии излучения (до 10 4 Дж ). Такие устройства позволяют измерять мощность лазерного излучения , начиная с единиц миливатт , и энергию импульсов в десятые доли джоуля. Для отсчета угла поворота крутильных весов часто используют емкостный преобразователь . В этом случае пластина противовеса явля ется одной из пластин конденсатора , включаемого в резонансный контур генератора . При повороте подвижной системы емкость конденсатора , а значит , и частота генер а тора меняются , изменение частоты измеряется частотным детектором . Чувствительность такой системы очень высока , но сама система громоздка и сложна в настройке и управлении. Другим способом реализации высокочувствительной системы отсчета является схема с двумя фоторезисторами , которые включены вместе с двумя постоянными резисторами в мостовую схему . В положении равновесия мост сбалансирован . При отклонении системы освещенность фоторезисторов меняется , мост разбалансируется и в его измерительной диагонали появляется ток , пропорциональный углу поворота , который регистрирует микроамперметр . Подобные систе м ы индикации используются в гал ь ванометрических фотоусилителях Ф 117, Ф 120, имеющих чувствительность около 0.1 А /рад , что позволяет измерять минимальный угол отклонения порядка нескольких угловых секунд. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . E Магнитный подвес в пондеромоторном измерителе Увеличение чувствительности в пон деромоторных измерителях и улучшение развязки подвижной системы от толчков и вибраций достигнуты при помощи бесконтактного подвеса в магнитном поле (рис . 1.5). Подвижная система 1 с приемной пластиной 2, противовесом 3 и ферромагнитным якорем 4 подв е шена в магнитном поле соленоида 5 внутри камеры . Ток соленоида регулируется специальной автомат и ческой системой , состоящей из датчика 6, линейного 7 и дифференциального устройства 9. При изменении вертикального положения системы в ответ на сигнал датчика вырабат ывается сигнал обратной связи , усиливающий или ослабляющий ток через соленоид и стабилизирующий положение системы . Поперечная устойчивость обеспечивается радиальным градиентом напряженности поля соленоида. Помимо крутильных весов для измерения используются механотроны , которые представляют собой электровакуумный прибор с механически управляемыми электродами . При воздействии внешнего механического сигнала в механотроне происходит перемещение одного или нескольких подвижных электродов , что вызывает соответст в ующее изменение анодного тока. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . F Схема устройства д и одного механотрона Отечественная промышленность выпускает ряд механотронных преобразователей , оформленных в виде обычных электронных ламп с октальным цоколем (6MXIБ , 6MXЗС и др .) и в миниатюрном оформлении с гибкими выводами (6MXIБ и т.п .). Конструкция этих механотронов пок азана на рис . 1.6. Сам механотрон представляет собой диод с плоскопараллельными электродами . В стеклянном баллоне 1 находятся неподвижный катод 2 с подогревателем 3 и подвижный анод 4, жестко соединенный со стержнем 5, который впаян в гибкую мембрану 6. В х одной механический сигнал (сила F) подается на внешний конец стержня . При этом подвижный анод перемещается относительно неподвижного катода , что приводит к изменению анодного тока и выходного сигнала преобразователя , который для измерения включают в мосто в ые схемы. Чувствительность механотронов не превышает 10 мА /г (или по мощности 10 -9 А /Вт ). Такое зн а чение чувствительности при величине флуктуаций тока 0.1 мкА , вызываемых температурным дрейфом , толчками и вибрациями , дает возможность уверенно измерять давл ение непрерывного излучения более 1кВт . Если излучение промодули ровать так , чтобы подвижная система механотрона вошла в резонанс , нижний предел измерения может достичь 100 Вт . Поэтому механотронный преобразователь обычно применяют для измерения больших у р овней мощности и энергии импульсов лазерного излучения , например непрерывного излучения мощных СО 2 -лазеров и импульсного на стекле с неодимом. Опыт , накопленный при разработке и эксплуатации различных типов измерителей энергии и мощности лазерного излучени я , позволяет сделать заключение об областях применения , достоинствах и недостатках различных методов. К достоинствам теплового метода измерения энергетических параметров лазерного излучения относятся широкие спектральный и динамический диапазоны измерения, простота и надежность измер и тельных средств . В настоящее время в некоторых калориметрических измерителях достигнута наиболее высокая точность измерения , а при использовании пироэлектрических приемников излучения и быстр о действующих термоэлементов и боломе тров удалось получить быстродействие до единиц наносекунд. К недостаткам теплового метода можно отнести малое быстродействие и чувствительность как раз тех тепловых приборов , которые обеспечивают наиболее высокую точность измерения. В приборах , основанных на фотоэлектрическом действии излучения , достигаются максимальная чувствительность и быстродействие ; это позволяет использовать их в качестве измерителей формы и м пульсов и импульсной мощности вплоть до субнаносекундного диапазона . Недостатками таких прибор ов является сравнительно узкий спектральный диапазон и обычно невысокий верхний предел измерения мощности (энергии ), а также большая погрешность измерений (5… 30%) по сравнению с тепловыми приборами. Преимущество пондеромоторного метода — высокий верхний пр едел измерения энергии и мощности излучения при достаточно высокой точности абсолютных измерений . Основной недостаток — жесткие требования к условиям эксплуатации (особенно к вибрации ) и , вследствие этого , ограничения к применению в полевых условиях. Измерение основных параметров импульса лазерного излучения Как известно ряд активных сред в силу принципиальных или технических ограничений обычно работают в импульсном режиме генерации , Сюда в первую очередь относятся лазеры на самоо гран и ченных переходах — азотный лазер , генерирующий в УФ диапазоне ( =337,1 нм ), и лазер на парах меди , дающий мощные импульсы зеленого излучения ( =510,5 нм ), Еще более широко распространены руб и новые лазеры и лазеры на неодимовом стекле , импульсный характер генерации которых обусловлен прежде всего особенностями системы накачки и охлаждения активной среды . И наконец , в некоторых наиболее ответственных случаях для повышения пиковой мощности излуч е ния некоторые лазеры пер е водятся в режим управляемой генерации ; при этом наиболее часто используются методы управления добротностью резонатора для получения так называемого гигантского импульса и синхронизации пр о дольных мод с целью получения пикосекундных (правильнее — сверхкоротких ) импульсов. В результате возникает задача измерения основных параметров генерируемого лазером импульса излучения . Очевидно , что наиболее простым было бы построение измерений по схеме получения абс о лютной зависимости мощности из лучения от времени P(t) с последующим извлечением из нее всех инт е ресующих величин — обычно это пиковая мощность P u,max =P(t * ) , энергия импульса и его длительность t. Однако точность таких измерений обычно невелика . Поэтому , как правило , разделяют измерение временных ( Р max и u ) и энергетических ( W ) параметров , что кроме повышения точности полу чаемых результатов позволяет упростить сами измерения . При этом измерение энергии импульса проводится обычно с помощью калориметрического измерителя (см .1.1), обеспечивающего наибольшую точность , или фотодиода с последующим интегрированием фототока , а изм е рение зависимости Р (t) — с помощью фотоэлектронного приемника с высоким временным разр е шением . Именно по такой схеме построены серийные приборы марок ФН и ФУ , рассчитанные на работу в диапазоне 0.4… 1.1 мкм при энергии в импульсе 10 -3 … 10 Дж и пиковой мощнос ти 10 4 … 10 8 Вт ; при дл и тельности импульса u =2.5… 5 10 -9 с и частотой повторения F < 1 кГц погрешность измерения энергии E 20%, а мощно сть около 25%. Анализ параметров импульса с помощью осциллографа. Для измерения формы импульса и его временных параметров (в частности , длительность импульса u , времен нарастания и спада и т.п .) исп ользуют быстродействующие фотоприемники с высокой лине й ностью световой характеристики . К ним , в первую очередь , относятся специально разработанны t во ВНИИОФИ коаксиальные фотоэлементы серии ФЭК , рассчитанные на нагрузку 75 Ом и напряжение питания 1000 В ; и х временное разрешение (собственная постоянная времени ) колеблется в пределах от 10 -9 до 10 -10 с , и максимальный фототок от 1 до 7 А у разных марок , отличающихся конструкцией и типом фотокатода. Таким образом , вопрос об эффективном преобразовании светового импульса в электрический в первом приближении (по крайней мере для лазеров с "гигантским " импульсом ) можно считать решенным . Для исследования формы полученного электрического импульса используются как обычные униве р сальные осциллографы с полосой пропускан ия до 10 7 Гц , так и специальные скоростные осциллографы с полосой пропускания 1...5 ГГц и чувствительностью 1 мм /В . Последние обычно не имеют усилителя (вертикального входа ), и сигнал в них подается непосредственно на верит ельные отклоняющие пластины , что и обеспечивает широкую полосу пропускания , но при низкой чувствительности к входному сигналу . Дальнейший анализ осциллограммы проводится по ее фотоснимку , а также при использовании ЭЛТ с длительным свечением люминофора или с накоплением заряда и последующим его многократным сч и тывании. Ввиду плохой воспроизводимости параметров лазерных импульсов использование стробоскоп и ческих методов исследования не обеспечивает необходимой точности измерений и потому обычно не практикуется. Изучение формы сверхкоротких лазерных импульсов Как указывалось в 1.1.2, наиболее быстродействующие фотоэлектрические приемники излучения имеют постоянную времени 10 -10 … 10 -9 с , т.е . с их помощью можно надежно исследовать только "г и гантские " импульсы , типичная длительность которых составляет 10 -8 с , а времена нарастания и спада могут быть значительно короче . Поэтому при исследовании временных зависимостей в случае наиболее коротких гигантских импульсов и , особенно , пикосекундных импульсов используют косвенные методы , основанные на применении временной развертки , используемой в электронных и оптических осциллографах . В настоящее время принцип сверхскоростной временной развертки реализован как на базе опт и ко-механической развертки с растрами (кинокамера типа "лупа времени "), Что позволяет зарегистрировать Набор малоинформативных двумерных изображений с частотой съемки 10 5 … 10 8 кадр /с , так и на базе непрерывной одномерной (щелевой ) оптико-механической развертки (щелевые фоторегистратор ы ) с временным разрешением от 10 -7 до 3 10 -9 с . Таким образом , использование оптико-механической развертки не позволяет сколько-нибудь существенно улучшить временное разрешение , обеспечиваемое малоине р ционными фотоприемниками, но позволяет получить набор двумерных (например , распределение по поперечному сечению пучка ) или одномерных (одномерное сечение пучка , спектр и т.п .) изображений , правда , только для излучения лазеров УФ , видимого и ближнего ИК диапазонов , что определяетс я огр а ниченным спектральным диапазоном используемых фотопленок. Поэтому в некоторых случаях применяют электронную развертку одно - или двумерных эле к тронных "изображений ", поступающих с фотокатода (сурьмяно-цезиевого , многощелочного или кисл о родно-цезиевого, что оговаривается при заказе конкретного прибора ) ЭОПа . В случае использования кислородно-цезиевого фотокатода "красная " граница достигает 1.3 мкм . Однако более существенным преимуществом используемых для высокоскоростной регистрации ОЭПов является зна ч ительное усил е ние яркости регистрируемого изображения — до (10 3 … 10 8 ) х в многокаскадных (2… 6) приборах ; это важно при регистрации маломощных пикосекундных импульсов . В зависимости от электронной системы ра з вертки можно получить 9… 12 отдельных кадров (двуме рных изображений ) с временем экспонирования до 10 -9 … 5 10 -13 с , что обеспечивается отдельным электронным затвором , расположенным обычно у фоток а тода . Частота смены кадров , обеспечиваемая за счет синхронной работы двух взаимно пе рпендикулярных систем электростатического отклонения (всего пучка фотоэлектронов ), гораздо ниже , что затрудняет исследование динамики процесса генерации. По этой причине ЭОПы с разверткой обычно используют для исследования только временных зависимостей инт енсивности сфокусированногованного (монохроматическим объективом ) пучка изл у чения пикосекундного лазера . Применяемая при этом одномерная (обычно линейная ) развертка может иметь скорость до 10 10 см /с , что обеспечивает получение на выходном люминесцентном эк ране ( 40 мм ) с разрешением от 5… 10 лин /мм (в 5-6-каскадных ЭОПах ) до 50 лин /мм (в однокаскадных ) временной ра з решающей способности 10 -11 с . Рекордная скорость одномерной (спиральной ) развертки (6 10 10 см /с ) достигнута в ЭОПе "Пикохрон -1" за счет использования на отклоняющих пластинах СВЧ-напряжения ( = 3 см ); соответственно при разрешающей способности (не экране ) 5 лин /мм временное разрешение моют достигать 5 10 -13 с , что соответствует временным разбросам пролета электронов в пучке , и поэтому не может быть улучшено повышением скорости развертки . Характерно , что для обеспечения удовлетвор и тельных яркости характеристик выходного сигнала (сп ирали на люминесцентных экранах ) "Пикохрон -1" имеет шестикаскадную систему усиления , в результате чего яркость возрастает в 10 7 … 10 8 раз по сравн е нию с исходной (но существенно падает разрешающая способность выходного "изображения "). Таким образом , вопрос и сследования временных зависимостей генерации пико - и даже фемтос е кундных импульсов лазерного излучения можно считать в первом приближении решенным . Однако сложность , высокая стоимость , громоздкость и необходимость высококвалифицированного обслуживания затр удняет в некоторых случаях практическое использование камер с оптико- механической и электронной развертками. Поэтому в заключении данного пункта целесообразно рассмотреть внешне достаточно пр о стой чисто оптический способ измерения длительности пикосекундных импульсов , в котором использ у ется оптическая " развертка " ( со скоростью света ) при прохождении излучения в нелинейном ( по инте н сивности ) веществе , за счет чего и достигается " визуализация " светового импульса. Рисунок 1.7. Схема измерения длительности пикосекундных импульсов методом нелинейной ( двухф о тонной ) люминесценции. " Световая " развертка была предложена в 1967 г . Джордмейном для использования длите льности пикосекундных импульсов при распространении двух одинаковых световых пучков навстречу друг другу в растворе нелинейно люминесцирующего красителя . В первом эксперименте ( рис . 1.7) " стоячая " волна образовывалась путем отражения основного пучка пикосе кундных импульсов ( генерируемого лазером на неодимовом стекле ) в зеркале кюветы с красителем . Очевидно , что возле зеркала ( и далее с шагом l=TC/n, где n — показатель преломления раствора красителя ) плотность энергии прямого и отраженного пучка будет максим альна из- за совпадения i- го импульса . Левее ( рис .1.7) зеркала на l будут совпадать (i-1)- й импульс в прямой волне и (i+1)- й — в отраженной . При удалении от зеркала на 2l двухфотонная люм и несценция красителя будет ярче из- за наложения (i-2) и (i+2) импульс ов цуга и т. д . Для приближенной оценки контраста получаемой картины примем , что все пикосекундные импульсы в цуге имеют одинак о вую пиковую интенсивность I 1 =I 2 =I i . Тогда яркость фонового свечения двухфотонной люминесценции В фона пропорциональна I i 2 , а максима льная яркость ( возле зеркала и в других " пучностях ") В макс пропорциональна (2I i ) 2 =4I i 2 , т. е . заметно выше ; это обеспечивает надежное выделение информации о длительности пикос е кундных импульсов и временном интервале Т между ними по микроденситограмме фотосн имка кюветы с возбужденным красителем ( рис . 1.8). Рисунок 1.8. Микроденситограмма ( справа ) фотографии центральной части симметрично возбужда е мой пик осекундными импульсами кюветы ( слева ) с красителем. В действительности как сам эксперимент , так и его теория значительно сложнее приведенной выше элементарной модели . Ввиду ограниченного объема укажем лишь , что обычно кювета с красителем возбуждается симме трично ( рис .1.8), а закон распределения яркости свечения определяется ( а в то ) корреляционной функцией интенсивности лазерного пучка , в результате чего для гауссова импульса происходит " уширение " свечения в раз , а контраст снижается до 3,0. Известен метод измерения корреляционной функции интенсивности лазерного пучка за счет нелинейного эффекта генерации второй гармоники , позволяющий избавиться от фоновой засве тки и иметь временное разрешение 0,1 пс ; однако как его описание , так и , особенно , реализация достаточно сложны. 1.1 Измерение пространственного распределения энергии в лазерном пучке Наиболее полно й пространственно- энергетической характеристикой лазерного излучения явл я ется диаграмм направленности , то есть угловое распределение энергии или мощности в лазерном пучке . Вблизи излучающей апертуры лазера угловое распределение имеет непостоянную конфигура цию , поэтому в большинстве случаев практический интерес представляет распределение поля излучения в дальней зоне , когда форма распределения перестает зависеть от расстояния и можно говорить о сформировавшейся диаграмме направленности излучения . В качестве приближенной оценки границы дальней зоны прин и мают расстояние , превышающее d 2 / , где d — диаметр излучающей апертуры лазера ; — длина волны излучения. Ширину диаграммы направленности в дальней зо не количественно характеризуют углом расх о димости лазерного излучения , который обычно нормируется при выпуске лазеров из производства. На практике используют два понятия расходимости . В первом случае имеют в виду плоский или телесный угол Q p или s , определяющий ширину диаграммы направленности в дальней зоне по заданному уровню углового распределения энергии или мощности , отнесенного к его максимальному значению . Чаще всего значение уровня принимается равным 0,5 и 1/ е 2 , где е — основание натуральных логарифмов . Приведенное выше определение однозначно характеризует излучение только одномодового лазера , имеющего диаграмму направленности без боковых лепестков , т. е . близкую к гауссовскому распределению . В случае многомодового режима диаграмма излучения имеет многочисленные боковые лепестки , соде р жащие значительную часть энергии . Поэтому величина расходимости по заданному уровню энергии или мощности , т. е . по существу центрального максимума распределения , не очень показатальна , если неи з вестно угловое распределение энергии или мощности в этом угле . В таких случаях более удобной хара к теристикой является энергетическая расходимость лазерного излучения ( W,P или W,S ), т. е . плоский и ли телесный угол , внутри которого распространяется заданная доля энергии или мощности излучения . Лазерное излучение также характеризуют значением диаметра пучка , т. е . диаметра поперечного сечения пучка лазерного излучения , внутри которого проходит заданна я доля энергии или мощности. Для практического определения расходимости используют три основных метода : метод сечений , метод регистрации диаграммы направленности и метод фокального пятна. Рис .1.9. Принципиальные схемы трех основных методов измерения расходим о сти лазерного излучения Наиболее простым является метод двух сечений ( рис .1.9. а ). Согласно этому методу расх о димость ( или энерг е тическая расход и м ость ) пучка излучения определяют путем измерения ди а метров пучка d 1 и d 2 в двух поперечных с е чениях дальней зоны , отстоящих одно от другого на расстоянии L, и вычисления и с комого угла по формуле : =arctg[(d 2 -d 1 )2L] (d 2 -d 1 )/2L Измерения диаметров d 1 и d 2 производятся одн о временно или посл е довательно по одному и тому же критерию — заданному уровню интенсивности либо заданной доле мо щ ности ( энергии ). Достоинством метода я вляется его простота , однако для обеспечения необходимой то ч ности измерений требуется достаточно большая ( до нескольких метров ) база между сечениями , что з а трудняет использование данного метода в лабораторных условиях . Для уменьшения линейных габаритов ус тановки применяют различные зеркальные или при з менные системы , называемые оптическими линиями задержки . В качестве примера реализации метода сечений на рис .1.10 показана схема измерителя расходимости непрерывного лазерного излучения в в и димом и ближнем ИК диапазонах . Излучение лазера 1, отразившись от вращающегося зеркала 2 ( пол о жение а- а ), отклоняется на фотоприемник 12 с щелевой диафрагмой 11 и после преобразования в эле к трический импульс регистрируется системой 13. При повороте зеркала на выходе приемни ка образуется электрический импульс , длительность которого пропорциональна диаметру поперечного сечения пучка . При дальнейшем повороте зеркала 2 в положение в- в пучок излучения , пройдя многозеркальную откл о няющую систему 3-10, сканирует по щели фотоприемни ка 11. Длительность импульса на выходе этого фотоприемника пропорциональна диаметру второго поперечного сечения , удаленного от первого сечения на расстояние , вносимое зеркальной системой , удлиняющей ход пучка . В силу расходимости длительность этого импульс а больше первоначального . В регистрирующей системе 13 измеряется разность длительн о стей этих импульсов и определяется значение угловой расходимости в соответствии с соотношением (1.15) где V — скорость сканирования пучка по диафрагме ; L — длина оптической задержки ; — длительность импульсов ; d 1 и d 2 — диам етры первого и второго сечений пучка . На этом принципе работает измеритель расходимости с цифровым отсчетом , способный измерять расходимость от 20" до 3600" в диапазонах длин волн 0,4...1,15 мкм и мощности 0,15...1000 мВт . П о грешность измерения расходимост и данным прибором составляет 3%. Рисунок 1.10. Схема измерителя расходимости пучка непрерывного лазера , в котором использ о вана модификация метода сечений. Метод регистрации диаграммы направленности позволяет получить наиболее полную информ а цию о пространст венном распределении лазерного излучения ( см . Рис . 1.9 б ). Для измерения диаграммы направленности можно использовать фотоэлемент или ФЭУ , расположенные в дальней зоне , фотокатод которых закрыт диафрагмой с отверстием малого диаметра . Перемещая фотоэлемент п о дуге окружности радиусом R, регистрируют угловое распределение интенсивности излучения . Зная диаграмму направле н ности , можно рассчитать энергетическую и угловую расходимости излучения . Измерение диаграммы направленности является сложной и трудоемкой проц едурой , поэтому редко применяется в метролог и ческой практике . Метод фокального пятна является наиболее распространенным методом измерения расходимости . Для проведения измерений в дальней зоне , т. е . в области дифракции Фраунгофера , треб у ются , как правило , значительные расстояния от источника излучения . Условия дифракции Фраунгофера можно получить в фокальной плоскости идеальной безаберрационной положительной линзы ( рис .1.9 в ). Для перехода к угловому распределению необходимо линейное распределение в фокально й плоскости разделить на фокусное расстояние линзы , то есть угол расходимости излучения лазера определяют по формуле a/f ', где а — радиус пятна на фокальной плоскости . В этом методе для исключен ия влияния дифракции на краях линзы применяют длиннофокусные линзы с большой апертурой , превышающей примерно в 2 раза диаметр падающего лазерного пучка , а фокусное расстояние линзы должно удовлетворять условию где — длина волны лазерного излучения ; W,P — энергетическая расходимость лазерного и з лучения , установленная в стандартах или ТУ на лазеры ко нкретных типов . Погрешность измерения да н ного метода в основном связана с неточностью определения размера пятна и не превышает 27%. Как в методе фокального пятна , так и в методе сечений суть измерений расходимости сводится к определению диаметра сечения пу чка по тому или иному критерию . Для определения диаметра пучка излучения применяют в основном два метода ( ГОСТ 26086-84): метод калиброванных диафрагм и метод распределения плотности энергии ( мощности ) лазерного излучения . В первом случае используются ди а ф рагмы с плавно изменяющимся диаметром или сменные калиброванные диафрагмы . Их устанавливают непосредственно в пучке или в фокальной плоскости линзы . Изменяя диаметр диафрагм , регулируют диаметр пучка , в пределах которого заключена заданная доля энергии ( мо щности ) излучения от полной энергии . В схеме такого измерителя имеются две ветви , в одной из которых и измеряется полная энергия ( мощность ) пучка . Рассмотренный способ является недостаточно точным , а процесс измерения малооп е ративным , кроме того , он не дае т информации о распределении поля вблизи максимума излучения и не позволяет выявить неоднородности ; неоднородности в распределении излучения . Для устранения этого недостатка применяют метод регистрации распределения плотности энергии ( мощности ) лазерного и з у чения в поперечном сечении пучка . Для этого в видимой области и ближнем ИК диапазоне спектра и с пользуют фотографирование пятна излучения на фотопленку или фотопластинку с последующей обр а боткой микрофотометрированием и численным интегрированием на ЭВМ . В случае мощных импульсных и непрерывных лазеров применяют нейтральные светофильтры для ослабления излучения . При грубых оценках достаточно мощных лазеров размер пятна определяют по размеру отверстия , прожигаемого пучком лазера в непрозрачной мишени ( черна я бумага , тонкие металлические пластины и т. п .). Более удобным способом измерения , распределения интенсивности в сфокусированном пятне является авток а либровочный способ ( рис .1.11), который основан на разделении лазерного пучка на ряд пространственно подобн ых м и достаточно удаленных один от другого пучков различной интенсивности с помощью пл а стины L под установленной под углом к пучку лазера . Толстая пластина L ослабляет и многократно ра с щепляет лазерный пучок. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . G Схема автокалиброво ч ного способа измерения расходимости излучения Если коэффициент отраж е ния обеих поверхностей равен , то интенсивность I n , пучка с номером n , выходящего из наклонной пластины L , можно записать в виде : I n =I 0 (1- ) 2 2(n-1) (1.18) где I O — интенсивность пучк а , п а дающего на пластину . Таким обр а зом , на пленке P получается н е сколько изображений пятна с разной экспозицией , из которых после о б работки денситограмм можно достаточно точно определить диаметр пятна на заданном уровне инте н сивности. Для более оперативно го получения данных , а также для преобразования излучения в видимую область спектра используют ЭОПы , видиконы и диссекторы , которые позволяют наблюдать или фот о графировать объекты в ближних ИК ( до 1.5 мкм ), видимых , УФ или рентгеновских лучах. С появлением многоканальных мозаичных приемников излучения задача определения относ и тельного распределения плотности энергии или мощности значительно упростилась , а скорость получения результатов измерений существенно повысилась . Параллельный принцип измерения многока нальных ПИП локальных плотностей мощности и энергии позволяет проводить анализ импульсного и нестабил ь ного во времени в и пространстве непрерывного излучения с выдачей результатов непосредственно на экран дисплея ЭВМ или ЦПУ. Большинство преобразователей и меют до 100 каналов измерения с размером одного элемента от 5 х 5 до 10 х 10 мм 2 . Матричные ПИП основаны на различных принципах действия ( термоэлектрические калориметры , пироэлектрические и полупроводниковые приборы ) и могут перекрывать видимую и ИК области сп ектра = 0.4… 25 мкм ). Современные фотодиодные , фоторезистивные и фототранзисторные матрицы состоят из н е скольких десятков тысяч элементов с шагом нескольких десятков микрометров и общей площадью до 15 х 15 мм 2 . Время опроса таки х матриц составляет доли миллисекунд. Автоматизированная математическая обработка информации с мозаичных приемников обесп е чивает вычисление энергетической расходимости ( не только относительно точки с максимальной инте н сивностью , но и относительно центра тя жести пятна или геометрического центра ); выделение изоуровней ; обработку фокальных пятен неправильной формы ; коррекцию искажений измерительного тракта , включая возможность индивидуальной коррекции неравномерности чувствительности отдельного канала ; опр е дел ение оси диаграммы направленности , ее дрейф в течение времени и т. д. В то же время многоканальные мозаичные ПИП обладают все еще низкой разрешающей сп о собностью ( до 10 лин / мм ), повышенной общей плотностью системы и стоимостью. 1.2 Измерение по ляризации лазерного пучка В силу специфики процесса генерации в лазерах ( основанного на стимулированном испускании активной средой когерентных фотонов ) получаемое таким путем излучение всегда должно обладать 100 %- ной элементарной ( линейной ил и круговой ) поляризацией . Вид последней определяется особенностями используемой ( в лазере ) активной среды — поляризацией ее спонтанного излучения , служащего " затра в кой " при разгорании генерации , и величиной коэффициента усиления для элементарных поляризаци й ; существенное значение в лазерах с резонатором мыв т поляризационная анизотропия последнего , т. е . соотношение потерь для различных элементарных поляризаций . В подавляющем большинстве серийных лазеров генерируется только линейно поляризованное излучение , причем почти всегда плоскость пол я ризации однозначно определяется либо поляризацией спонтанного излучения активной среды ( например , степень поляризации основной R 1 линии в стержнях рубина с 90 ориентацией кристаллографической оси составляет 80%), либо брюстеровскими поверхностями ( например , брюстеровскими окнами в газора з рядных кюветах , брюстеровскими торцами лазерных стержней , установленными под углом Брюстера модуляторами , затворами и т. п .). Лишь в лазерах на неодимовом стек ле при отсутствии поляризационной анизотропии генерируется линейно поляризованное излучение , плоскость поляризации которого хаот и чески , через время порядка t ( время развития генерации ), " перескакивает " после того , как " съеде на " инверсная населенность с соответствующей поляризацией. С другой стороны , различные дефекты активной среды и особенности используемого оптического резонатора могут изменять состояние поляризации лазерного пучка , в результате чего в некоторых случаях нео бходимо его исследование ; это характерно , например , при использовании поляризационной ( главным образом , электрооптической ) модуляции и в некоторых других случаях . Перечислим ( в порядке нарастания " сложности ") возможные " элементарные " состояния поляризации : 1. Линейная поляризация — характеризуется только положением плоскости поляризации — углом с ( произвольной ) осью x , перпендикулярной направлению распространения света z ; 2. Круговая поляризация — характеризуется только напр авлением вращения конца проекции вектора Е на плоскость xy ( перпендикулярную направлению распространения z ) — право - и левоцирк у лярно поляризованное излучение ; отметим , что круговая поляризация может трактоваться как совоку п ность двух взаимно ортогональны х линейно поляризованных лучков равной интенсивности , колебания в которых сдвинуты соответственно на /4 ( или на угол = ); 3. Эллиптически поляризованный свет является наиболее общим случаем элементарной поляр и зации и определяется уже тремя параметрами : углом плоскости большой оси ( преимущественн ого направления поляризации ) с осью x , т. е . углом , эллиптичностью , характеризующей соотношение напряженности линейно ( и ортогонально ) поляризованного света меньшей интенсивности к большей , и нап равлением вращения ( правое или левое , как для циркулярно поляризованного света ); в другой тра к товке эллиптически поляризованный свет есть совокупность циркулярно поляризованного излучения и ( когерентного с одной из его составляющих ) линейно поляризованной добавки , плоскость поляризации которой расположена под углом . Таким образом , все " элементарные " состояния поляризации могут быть получены из двух линейно поляризованных во взаимно перпендикулярных плоскостях излучений с ампл итудами А x и A Y и разностью фаз . Стоксом были введены четыре параметра , , , , полностью определ я ющем состояние поляризации монохроматического пучка ; прямо пропорциональный полной интенсивности поляризованного пучка , положение преимущественной ( линейной ) поляризации ( положение большой оси а эллипса ) =0.5arctg(s 2 /s 1 ) , угол эллиптичности ( при этом соответствует правая поляриз а ция , а (- — левая ) и сдвиг фаз = x - y =arctg(s 2 /s 3 ). Хотя состояние поляризации любой волны , не содержащей неполяризованного св е та ( ) можно представить точкой в трехкоординатном ( декартовом ) пространстве параметров Стокса S 1 , S 2 , S 3 , более наглядным являе тся аналогичное представление на сфере Пуанкаре , где в полярной системе координат на сфере радиуса наносится точка Р 1 с угловыми координатами x и z =( . Тогда экватору соответствуют все возможные состояния линейно пол я ризованного света , северному полюсу — правая , а южному — левая циркулярная поляризация . При этом все северное полушарие соответствует правой эллиптической поляризации , а южное — лев ой . В случае не полностью поляризованного света соответствующая ему точка P лежит на продолжении радиуса OP 1 на расстоянии , а для учета неполной поляризации в водится степень поляризации , равная отношению поляризованной интенсивности к полной , т. е . p=I поляр /I. Сферу Пуанкаре можно использовать и для качественного а нализа изменения состояния поляр и зации излучения во времени . Так , например , свободной генерации лазера на неодимовом стекле ( без анизотропных элементов ) будет соответствовать хаотический перескок точки P 1 вдоль экватора на угол порядка /2 ( на ортогональную линейную поляризацию ) с характерным временем порядка времени ра з горания генерации . Незначительные флуктуации двулучепреломления в лазере с активной средой , нах о дящейся в сильном аксиальном поле ( но резонатор которого не имее т преимущественной поляризации например , ионный аргоновый лазер с внутренними зеркалами ), будут приводить к соответствующему движению две точки P s1 и P s2 в области северного и иного полюсов сферы Пуанкаре и т. п. В то же время для количественного анализа со стояния поляризации удобнее использовать сл е дующие параметры Стокса , которые сравнительно просто могут быть измерены непосредственно : s 0 =I — полная интенсивность пучка ; s 1 =I x -I y — разница интенсивности линейно поляризованных компонент ( т. е . интенсивностей, пропускаемых высококачественным поляроидом или поляризационной призмой ) для азимутальных углов 0 ( x - компонента ) и 90 ( y - компонента ); s 2 =I -I — разница интенсивностей при установке поляроида посередине между осями XY ( I ) и перпендикулярно биссектрисе угла xOy ( I - ) s 3 =I -I — то же , что и для s 1 , s 2 ; но для циркулярно поляризованного ( соответственно по правому и левому кругу ) света. Таким образом , на первый взгляд , требуется иметь семь измерителей елей интенсивности , однако вполне достаточно четырех величин , например I x , I y , I и I . При этом параметры Стокса ( правда , в более сложной для обработки форме ) могут быть автоматически вычислены по соответствующим формулам . Такой эллипсометр состоит из трех пар пластин , установленных под углом Брюстера и развернутых на угол 90 в каждой паре . В результате от первой пластины П 1 отражается только составляющая I x , от второй П 2 — только I y , от трет ьей П 3 — только I ( так как вторая пара пластин развернута относительно первой на угол 45 ), а от пятой П 5 — только I ( так как перед третьей парой пластин стоит четвертьволновая пластина ). Отражаемые ч етвертой П 4 и шестой П 6 пластинами пучки , пропорциональные I - и I , не требуется для вычисления параметров Стокса , но сами пластины нео бходимы для обеспечения точности работы системы за счет четной симметрии каждого каскада пластин . Очевидно , что такой четырехканальный поляриметр может использоваться для анализа излучения как импульсных ( его быстродействие опред е ляется а основном использу емыми фотоприемниками и может достигать 10 -8 с ), так и непрерывных лаз е ров. В последнем случав можно применять поляриметры , работающие в режиме последовательного анализа отдельных поляризационных компонент лазерного пучка . Существенно , что в данном случав заметно повышает точность измерения ( достижение точности основных величин — степени поляризации р , эллиптичности ( а /b ) угла преимущественной поляризации в 1% не составляет труда ) за счет снижения шумов при накоплении сигнала и синхронном детектировании . В качестве примера поляриметра данного типа сошлемся на схему модуляционного поляриметра . В нем используется двухканальный поляризац и онный анализатор последовательного действия , содержащий непрерывно вращающуюся ( с угловой ск о р остью ) четвертьволновую пластинку ( = ) и призму Волластона , расщепляющую выходной лучок на две взаимно ортогональные поляризации с переменными во времени интенсивностями : где — угол , определяющий ориентацию анализатора — призм ы Волластона , а — интенсивность линейно поляризованной составляющей . При попарной обработке обоих получаемых сигналов получим : на нулевой частоте ( по постоян ному току ) s 0 =I 1 (0)+I 2 (0) , при детектировании на частоте второй гармонию ( f 2 =2 /2 ), при детектиро вании на частоте четвертой гармоники ) ( угловое положение плоскости пр е имущественных колебаний 0.5 4 , где 4 — фаза сигнала четвертой гармоники . При высокой стабил ь ности поляризации лазерного излучения измерения могут проводиться путем последовательной установки поляроида и четвертьволновой пл астинки на оси пучка , замера интенсивности проходящего пучка и с о ответствующей обработки результатов аналогично обычным поляризационным измерениям. 2. ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ И КОРРЕЛЯЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Данная глава посвящена измерению наиболее специфичных параметров и характеристик лазе р ного излучения , непосредственно или косвенно связанных с его когерентностью . Как известно , последняя характеризуется двумя основными параметрами — временной коге рентностью , то есть длительностью t цуга излучения с постоянной во времени фазой ( или длиной когерентности l=c t ), и степенью пр о странст венной когерентности , определяющей степень корреляции ( синфазности ) излучения по попере ч ному сечению лазерного пучка . Естественно , что непосредственное измерение степени когерентности может осуществляться только интерференционными методами , достаточно слож ными как для их пон и мания , так и для реализации ; этому и посвящен последний параграф данной главы . Более доступны эк с перименты по косвенной оценке временной когерентности путем измерения ширины линии лазерного излучения изл =1/2 t. В зависимости от абсолютного значения изл такие измерения могут проводиться как в оптическом диапаз оне ( изл >10 6 Гц ), так и в радиофизическом ( при меньших значениях изл ), что будет рассмотрено соответственно в 2.2 и 2.3. Предварител ьно целесообразно вкратце напомнить осно в ные моменты по физике лазерной генерации , связанные с когерентностью излучения. 2.1 Влияние параметров лазера на когерентность его излучения По определению лазер — это прибор , в котором пр оисходит усиление ( и , наиболее часто , ген е рация ) оптического излучения за счет стимулированных переходов . Поэтому в идеальном случае лазерное излучение должно быть абсолютно когерентно , т. е . время когерентности t и , соответственно , длина когерентности 1, а степень пространственной когерентности 1 ( или к 100%). Такой ситуации с о ответствует излучение сверхстабильного одночастотного лазера бесконечно большой мощности . Ест е ственно , что на практике это недостижимо . Поэтому целесообразно вкратце восстановить процесс ген е рации когерентного излучения в р еальном лазере. Генерация в лазере с линейным или кольцевым резонатором происходит в первом приближении на собственных ( резонансных ) частотах последнего , так как для них обеспечиваются наименьшие потери генерируемого излучения , т. е . максимальная ( положител ьная ) обратная связь . В оптическом резонаторе собственные резонансные частоты mnq = рез [q+( mn /180 )], где рез =c/2L опт — частотный интервал между собственными продольными модами резонатора в линейном резонаторе ( в кольцевом же рез =c/L опт ); q — продольный индекс ; mn — фазовые искажения для mn - й поперечной моды , определяемые геометрией резонатора. К вторичным эффектам , оказывающим незначительное влияние на частоту генерации , относят ся эффекты затягивания и отталкивания частот . Однако из- за высокой добротности (Q= 0.5 / mnq 10 6 ) о п тического резонатора ( т. е . малой по сравнению с mnq ширины резонансного пика 0.5 = с /4 L опт ) о т клонение частоты генерации от собственной резонансной частоты mn крайне незначительно и может быть обнаружено только радиофизическими методами ( см . 2.3). Гораздо сильнее на частоту генерации лазера влияют парам етры активной среды : центральная частота лазерного перехода 0 =( Е в - Е н )/h ( Е в , Е н — средняя энергия верхнего и нижнего рабочих уровней соответственно , h — постоянная Планка ) и ширина спектральной линии . При этом из бесконечного ( главным образом , по продольному индексу q) набора собственных резонансных частот именно активная среда селектирует одно или несколько ( в зависимости от характера уширения лазерного перехода ) зн а чений вблизи 0 . По этой причине длина волны генерации ген = с / ген почти всех лазеров ( за исключением лазеров на растворах красителей и , в меньшей степени , полупр оводниковых лазеров ) с достаточной для подавля ю щего большинства практических случаев точностью однозначно определяется используемой активной средой . С другой стороны , прецизионное измерение длины волны лазерной генерации становится в настоящее время особен но актуальным , так как эталон длины (1 м ) с 1983 г . определен непосредственно через длину волны пяти газоразрядных лазеров , стабилизированных по частоте излучения соответств у ющей поглощающей ячейкой . Длина волны этих рекомендованных лазеров лежит в диапазо не от 0,515 мкм ( Аг + / 127 I 2 ) до 3,39 мкм (He-Ne/CH 4 ) и воспроизводится с погрешностью от 1,3 10 -9 ( Аг + / 127 I 2 ) до 1,3 10 -10 (He-Ne/CH 4 ). Наименьшую погрешность (6 10 -10 ) воспроизведения длины волны (0.57629476027 мкм ) в видимом диапазоне обеспечивает вторая гармоника He-Ne лазера , стабилизированного по частоте п о глощающей ячейкой на парах 127 I 2 ; обе красные линии He-Ne лазера (0,6329 и 0,612 мкм ) стабилизируются с заметн о меньшей воспроизводимостью : 1.1 10 -9 и 1 10 -9 соответственно. В силу вышеизложенного измерение спектральных характеристик лазерного излучения может быть разделено на три группы ( по мере нарастан ия разрешающей способности проводимого анализа ): 1. Измерение спектра излучения многомодовых лазеров непрерывного действия и пикосекундных лазеров ; для этой цели вполне достаточно традиционных методов спектрометрии ( в отдельных случаях — высокой разрешающе й способности ). 2. Прецизионное измерение длины волны или частоты генерации стабилизированных по частоте лазеров , для чего применяют интерферометры Фабри- Перо и радиофизические методы " переноса " частоты от цезиевого стандарта (9192631770 Гц ) или водородног о лазера (14204057518 Гц ) в оптической диапазон ( обычно He-Ne лазер с метановой ячейкой , ген =88376181,608 МГц ). 3. Измерение ширины полосы генерации одночастотного лазера или разности частот генерации двух однотипных частотно стабилизированных лазеров , что осуществляется с помощью радиофизического метода фотобиений ( гетеродинный прием лазерного излучения ). Рассмотрим вкратце основные особенности технических средств для измерения длины волны — интерферометров и частоты — ( фото ) г етеродинов. 2.2 Интерферометры для измерения спектра лазерного излучения Специалист- оптик может исследовать спектр лазерного излучения ( с разрешением , обычно вполне достаточным для надежного различения соседних продольных мод ), на блюдая ( рис .2.1) структуру колец 7, возникающих при освещении обычного интерферометра Фабри- Перо 5 коллимированным с помощью телескопической системы 3 пучком исследуемого лазера 1. На рис .2.1 показан и ряд вспомогательных компонентов , обеспечивающих успешн ое функционирование данной схемы : невзаимный элемент 2 обеспечивает однонаправленное ( только слева направо ) прохождение лазерного излучения , узкополосный фильтр 4 пропускает только излучение , характерное для исследуемой лазерной генерации ; наконец , об ъ екти в 6 формирует картину интерференционных колец на расположенном на конечном расстоянии экране , что удобно для наблюдения невооруженным глазом и фоторегистрации . Визуальное наблюдение инте р ференционных колец можно вести и через бинокль или другой наблюдатель ный прибор. Рис .2.1. Анализ частотной структуры излучения лазера с помощью интерферометра Фабри- Перо В данной схеме длина интерферометра не должна п ревышать l макс =2 ген / с , где ген — ширина полосы генерации исследуемого лазера . В первом приближении ширина полосы генерации ( для бол ь ши нства газовых лазеров ) равна величине неоднородного уширения неод лазерного перехода активной среды . Во втором приближении необходим учет кратности превышения усиления над потерями Х ; ген = неод . Потери интерферометра не должны превышать величины инт = +2 з = 4 l инт рез /(3...10) С , где =2 а з — остаточные потери ( симме тричного ) интерферометра , а з — коэ ф фициент пропускания его зеркал ; в этом случае с помощью интерферометра можно легко определить количество генерируемых лазером продольных мод , следующих с шагом рез . Для анализа частот генерации поперечных мод разрешение интерферометра следует существенно повысить , достигнуть чего можно либо уменьшая полные потери инт , либ о увеличивая расстояние между пластинами интерферометра . Кроме того , при анализе спектра поперечных мод существенно усложняются вопросы согласования полей лазера и интерферометра и их взаимной юстировки. Естественно , что непосредственное ( визуальное ) наблю дение спектра лазерного излучения пр и емлемо только для лазеров видимого диапазона . ЭОПы несколько расширяют этот диапазон в ультраф и олет ( но не далее 0.2 мкм ) и ближнюю ИК область ( но не далее 1.1 мкм ). С другой стороны , тяжело в и зуально определить соотнош ение мощностей отдельных мод по относительной яркости соответствующих интерференционных колец. Поэтому в настоящее время при анализе спектрального состава лазерного излучения в основном используют ( рис . 2.2) сканирующие интерферометры (5...7) с фотоэлектри ческим приемником 10 и рег и страцией спектра лазера 1 на экране осциллографа 11, горизонтальная развертка которого синхрониз и рована с линейным перемещением одного из зеркал ( обычно - выходного ) интерферометра с помощью пьезокерамики 8. Если размах ( амплитуд а ) колебаний зеркала 7 превышает ген /2 , то на экране осцилл о графа будет виден весь частотный диапазон интерферометра инт = с /2l инт . Существенно , что в данном варианте разрешающая способность 0.5 , определяется уже не только собственным разрешением интерферометра 0.5 , но и размером диафрагмы 9 ( перед фотоприемником ), выделяющей малую часть нулевого порядка интерференционной картины ( центрального кольца 7 на рис . 2.1). Узкополосный фильтр 4, как и в предыдущей сх еме , уменьшает фоновую засветку. Рис . 2.2. Анализ частотного спектра основной ( ТЕМ 00 ) моды лазера с помощью сканирующего интерферометра со сферическим и зеркалами Поскольку сканирование одного из зеркал интерферометра неизбежно приводит к его разъюст и ровке , то для обеспечения работоспособности сканирующего интерферометра обычно используют ко н фокальную геометрию ( интерферометр Конна ), а не плоские зеркал а . В этом случае вопрос об отриц а тельном влиянии незначительных разъюстировок снимается , но ужесточаются требования к согласованию полей ( собственных мод ) исследуемого лазера и сканирующего интерферометра : вместо сравнительно простого ( афокального ) расшири теля пучка телескопического типа требуется строго рассчитанная или , по крайней мере , точно установленная линза 3. В результате такого согласования устраняется перекачка энергии лазерного излучения в поперечные моды сканирующего интерферометра , частота кото рых при конфокальной геометрии , как известно , существенно отличается от частот основных ( ТЕМ 00 ) мод на рез /2. По мере отхода от конфокальной конфигурации фазовые искажения mn поперечных мод асим п тотически уменьшаются до величин , существенно меньших 180 в интерферометре Фабри- Перо ( с бол ь шим числом Френеля N=a 2 / L). Рис . 2.3. Развязка поляризационного типа : в верхней части рисунка — прямой ход луча , в нижней — обратный Для обеспеч е ния однонаправленного распространения иссл е дуемого излучения от лазера к сканирующему интерферометру , что исключает влияние ч а стотной характеристики интерферометра на и с следуемый лазер , между лазером и согласующей оптикой ( телеск о пом- расширителем для интерферометра Фабри- Перо и одиночной линзой 3 для интерферометра с в о гнутым з еркалом ) ставится " развязка " 2 — невзаимный элемент поляризационного типа ( см . рис . 2.1, 2.2). Обычно он состоит из четвертьволновой пластинки /4 ( рис . 2.3), превращающей линейно поляризованное излучение ЛП верт исследуемого л азера в циркулярно поляризованный свет ЦП , и поляризационного эл е мента , установленного между лазером и этой пластинкой . Этот поляризационный элемент обычно пре д ставляет собой пленочный поляроид , а не поляризационную призму , так как он значительно дешевле , а обеспечиваемая им степень поляризации вполне достаточна , по крайней мере при измерении частотного спектра излучения многомодовых лазеров . Четвертьволновая пластинка в данном случае также может быть простейшего типа — из слюды , следует только помнить , что такой простейший вариант пластинки /4 не обладает широкой спектральной областью из- за большой дисперсии показателей преломления n 0 и n e слюды . В результате слюдяная пластинка /4 может использов аться практически только для одной л а зерной длины волны ( в данном случае для 0.63; 3.39; 1.15; 0.49; 0.52 мкм и т. п .). Ахроматизированные пластинки из кристаллических материалов обеспечивают нормальное функционирование по крайней мере в пределах спектральн ого диапазона зеркал интерферометра ( 0.1 0 ), однако их стоимость и деф и цитность существенно выше. Функционирование такого простейшего невзаимного элемента достаточно элементарно : линейно поляризованное излучение ЛП верт исследуемого лазера без потерь проходит через поляроид , сориентир о ванный соответствующим образом ( выполняющий в прямом ходе пучка функцию поляризатора По ), и пластинку /4, превращается в циркулярно поляризованный свет ЦП , взаимодействующий с интерфер о метром . Отраженное им излучение ( в случае сканирующего интерферометра оно переменно во времени ) вновь проходит пластинку /4, превращаясь опять в линейно поляризованное , плоскость поляризации ЛП гор которого , однако , ортогональна исходной , так как пластинка /2 ( /4+ /4= /2) приводит к повороту плоскости поляризации на 90 . Естественно , что поляроид , выполняющий при обратном ходе лучей роль анализатора Ан , задерживает отраженные от интерферометра пучки . Очевидно , что невзаи мный элемент поляризационного типа нормально функционирует лишь в том случае , если интерферометр и согласующая оптика не изменяют состояния поляризации отраженных пучков. Более эффективную развязку обеспечивают кольцевые ( сканирующие ) интерферометры , в кот о рых отраженный пучок ( рис .2.4) обычно ( в трехзеркальном интерферометре ) идет под углом 60 . Однако кольцевые сканирующие интерферометры ( в том числе коммерческие ) обладают определенной поляр и зационной анизотропией собственных мод , связанной в данном случае с поляризационной анизотропией зеркальных покрытий . Предпочтительнее использовать перпендикулярную ориентацию плоскостей п о ляризации пучка и кольцевого интерферометра. Рис .2.4. Схема кольцевого сканирующего интерферометра : ПК — пьезокерамика , на которую подается пилообразное напряжение U ск (t) Типичной геометрией кольцевого сканирующего интерферометра является п о чти пло скопараллельный р е зонатор , образованный одним вогнутым (R 1 м ) и двумя плоскими зеркалами , расп о ложенными в углах правил ь ного треугольника со стор о нами l 1 =l 2 =l 3 =0.1 м . Соотношение R/l 10 обесп е чив ает компромисс между допусками на разъюстировку интерферометра при сканир о вании одного из зеркал , то ч ностью согласования оптич е ских осей лазерного пучка и интерферометра , а также в ы сокоэффективной селекцией в нем поперечных мод при реальных ( поперечных ) ра змерах лазерного пучка. Оценим разрешающую способность интерферометров , понимая под этим полуширину ( ширину на полувысоте ) его резонансного пика 0.5 = с /4 L опт для типичной длины L опт =0.1 м . Очевидно , что в этом случае 0.5 определяется суммарными потерями , которые в основном ( при точной юстировке ) состоят из потерь в диэлектрических зеркалах ; последние при использовании современной технологии обеспечивают зер 0.1%. В результате получим 0.5 0.1%. Такого разрешения вполне достаточно для надежного различения продольных ( аксиальных ) мо д метрового лазера ( рез 150 МГц ), а также для анализа спектра мод высших порядков в квазиконфокальном резонаторе и на малых числах Френеля (N 1) — в плоскопараллельном резонаторе . Однако такая разрешающая способность не достаточна при изучении спектра поперечных мод обычных лазеров с плоскопараллельными ( и близкими к ним почти плоскоп а раллельными ) резонаторами и в ряде других случаев. Дал ьнейшего повышения разрешающей способности можно достичь , используя принципиально отличные от методов оптической спектрометрии радиофизические способы. 2.3 Измерение частоты лазерного излучения методом фотобиений Данный метод , час то называемый методом фотогетеродинного приема оптического излучения , обладает гораздо большей частотой и разрешающей способностью , по крайней мере до долей герц , что и является его основным преимуществом перед интерференционными измерениями . С другой стор оны , как всякий косвенный способ ( в данном случае , как показано ниже , осуществляется перенос частоты лазерного излучения в область радио - и даже звуковых частот ) метод фотобиений требует грамотной интерпретации получаемых результатов с учетом специфики пре образования информации. Ограничимся рассмотрением простейшего аналитического случая — фотобиений двух ког е рентных излучений с частотами 1 и 2 , описываемых амплитудами электрической составляющей эле к тромагнитного поля и . Если два таких пучка направить на какой- либо фотоприемник , то в соответствии с законом Столетова его фототок i(t) будет прямо пропорционален интенсивности светового потока Ввиду ограниченной полосы частот фотоприемника фототоки , вызываемые тремя последними составляющими суммарного потока ( с частотами , соответственно , 1 + 2 , 2 1 и 2 2 ) не могут быть зарег и стрированы ; два первых слагаемых ( ) образуют постоянную составляющую , которая и рег и стрируется при обычной фотоэлектрической ре гистрации световых потоков . Наиболее информативным в интересующем нас аспекте является третье слагаемое , содержащее полную информацию о часто т но- фазовых соот ношениях обоих световых пучков. Рассмотренная выше ситуация используется на практике только для анализа частотно- фазовых соотношений в пучках двух одночастотных лазеров ( обычно стабилизированных по частоте ) или излуч е ния двухчастотных лазеров. Ввиду весьма ограниченного распространения лазеров последнего типа сосредоточим внимание на применении метода фотобиений для анализа особенностей спектра излучения одночастотного лазера . Для этого необходим второй лазер — гетеродин , стабильность частоты 2 и амплитуды Е 2 излучения которого существенно выше , чем исследуемого . При этом условии спектр фототока разностной частоты , наблюдаемый на экране стандартного низкочастотного радиоэлектронного спектроанализатора , прямо пропорционален спек тру исследуемого лазера . Естественно , что аналогичный результат получится в сл у чае обычной , а не фотогетеродинной регистрации исследуемого потока фотоприемником . При этом , о д нако , на исследуемый сигнал ( продетектированный фотоприемником спектр исследуемого излучения ) будут наложены низкочастотные ( а потому очень большие ) шумы самого фотоприемника и электронного тракта . Фотогетеродинирование переносит исследуемый сигнал в область разностной частоты ( 1 - 2 ), где электронные шумы значительно меньше , что и позволяет более точно анализировать исследуемое изл у чение . Нестабильность излучения гетеродинного лазера приводит к дополнительному ( ложному ) ушир е нию исследуемого спектра из- за свертки со спектром г етеродина. Таким образом , рабочий диапазон частот фотогетеродинного метода сверху ограничен эле к тронным трактом ( включая , разумеется , фотоприемник ) и обычно не превышает нескольких сотен мег а герц , а снизу - нестабильностью частоты ( и амплитуды ) лазера- гете родина , минимальная величина которой ( за время анализа спектра ) 10 2 Гц. Предельные возможности гетеродинного метода были реализованы при исследовании нест а бильности частоты генерации одночастотного эталона длины волны 3,39 мк м на He-Ne лазере , стабил и зированном по пику Лэмба от внутренней поглощающей ячейки с метаном : в зависимости от физической природы отдельные составляющие нестабильности колебались в пределах 10...40 Гц . В результате этого рассматриваемый метод не позволяет непосредственно исследовать и измерить предельную ширину спектральной линии излучения одночастотного стабилизированного лазера , которая представляет как теоретический , так и существенный практический интерес. Для прецизионного анализа спектра одночастотно го лазерного излучения обычно используют две модификации фотогетеродинного метода . Простейшая из них — гомодинный прием — заключается в анализе фотобиений между всеми компонентами ( друг с другом ) в спектре излучения одночастотного лазера . Такой прием облад ает двумя недостатками : результат наблюдается на нулевой ( центральной ) частоте , т. е . сильно зашумлен ; кроме того , на экране спектроанализатора получается не сам спектр , а его автокорреляция , что необходимо учитывать при интерпретировании полученных результ атов . Так , но р мальное распределение ( гауссоида ) уширится в раз , а лоренцева линия — в 2 раза , правда , без изм е нения формы линии. Первый недостаток гомодинного метода (нулевая центральная частота и , соо т ветственно , сильная зашумленность ) можно устранить , используя метод переноса частот в оптическом или радиодиапазоне . При оптическом переносе часто используется (продольный линейный ) эффект Доплера при отражении излучения от прямолинейно движущегося с постоянной скоростью V зер зеркала . В результате спектр половины и с следуемого пучка переносится в область более высоких (зеркало движется к лазеру ) или низких (зеркало движется от лазера ) частот на величину =(2V зер /c) ген . Основным недостатком метода оптического переноса частоты гомодинных фотобиений (иногда этот способ называют квазигомодинным детект ированием , хотя такое название не полностью отражает его существо ) является влияние нестабильности движения зеркала , приводящее к дополнительному и неконтролируемому уширению получаемого спектра. Перенос спектра в область слабозашумленных (в электронном тр акте ) частот может быть осуществлен и радиотехническим методом гетеродинирования . Для ма к симального снижения шумов этот прием надо применять непосредственно к фототоку (а не в последующем электронном тракте , как это делают в обычных супергетеродинных прием никах слабых сигналов ), для чего используют фотоЛБВ в СВЧ диапазоне сдвигов и ФЭУ с поперечным высокочастотным магнитным полем в диапазоне сдвигов < 10 3 МГц. Метод галогенного приема ранее (до появления сканирующих интерферометров ) широко использовался для анализа количества генерируемых (продольных ) мод мн о гочастотного лазера 1, излучение которого фокусируется на фотоприемнике 3 линзой 2 (рис . 2.5). При этом на экране радиочастотного спектроанализатора 4 наблюдались особенности частотного спектра фотобиени й (возникающих в фотоприемнике 3), об у словленные эффектами затягивания и отталкивания (в области ) частот генерации о т дельных продольных мод лазера с неоднородно уширенной линией рабочего перехода . В результате спектр генерации незначительно ( <10 6 Гц ) и , что самое главное , неод и наково на разных модах отличался от эквидистантного (с шагом рез =с /2L опт ) спектра оптического резонатора . В рез ультате на первой разностной частоте i = i - j частоты биений разных мод несколько различались . Легко показать , что количество этих ра з но стных частот на единицу меньше количества генерируемых мод N ген =INT( ген / рез ) , где ген — ширина полосы генерации . Действительно , две моды с частотами 1 =q 1 рез + 1 и 2 =q 2 рез + 2 дадут биения только на единственной ра зностной частоте 21 = рез + 2 - 1 ; аналогично для трех мод получим две почти одинаковые разностные частоты 31 = рез + 3 - 2 и 21 = рез + 2 - 1 и еще одну частоту — вдвое большую 31 =2 рез + 3 - 1 , на второй резонансной частоте число пиков на два меньше числа генерируемых мод / ген . Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . H Определение количества генер и руемых лаз ером мод по тонкой структуре спектра фотобиений , возникающих в ква д ратичном фотоприемнике ; справа крупно показаны информативные участки спектра фотобиений , наблюдаемых на экране радиочастотного спектроанализатора , для сл у чаев двух (N=2)…пяти (N=5) продол ьных мод. Отметим две особенности рассматриваемого приема анализа спектра многоч а стотного лазера : во-первых , таким способом затруднительно (но , в принципе , возможно ) определение интенсивностей отдельных мод , наглядно видимых на экране сканиру ю щего интерферометра (правда , с плохим разрешением по частоте ); во-вторых , из-за случайного совпадения величин сдвигов частоты отдельных мод ( j = i ) могут во з никнуть ошибки при определении N ген на первой разностной частоте . Последнего можно избежать , измеряя максимальную разностную частоту , еще присутствующую в спектре фотобиений : искомое число N ген на единицу больше N1 / рез ; однако величина N1 , может оказаться за пределами полосы пропускания фотоприемника (или электронного тракта ), поэтому данный прием можно использовать только для контроля результатов измерения по количеству пиков на первой разностной частоте. В заключение несколько слов об измерении основных параметров когерентности лазерног о излучения : степени пространственной и временной когерентности излучения . Несмотря на то , что оба эти параметра являются фундаментальными при описании л а зерного излучения , ни один из них до настоящего времени не стандартизован . Известные методы и средств а измерений когерентности не являются таковыми , поскольку отсу т ствуют измеряемая величина , мера и узаконенная единица физической величины . С о ответствующие измерительные установки фактически позволяют только визуализир о вать картину распределения поля и пров одить ее качественный анализ . Поэтому в о просы , смазанные с непосредственным измерением параметров когерентности в данном учебном пособии не рассматривается. 3. ИЗМЕРЕНИЕ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ ГЛАВНЫХ КОМПОНЕНТОВ ЛАЗЕРА Как известно , главными компонентами подавляющего большинства лазеров я в ляются активная среда и оптический резонатор ; причем активная среда , преобразующая энергию накачки в когерентное излучение , определяет энергетические характеристики лазера (и длину волны излучения ) , а оптический резонатор — частотные (тонкую структуру спектра излучения ) и пространственные (распределение энергии в дальней зоне и его интегральный параметр — расходимость ). В силу этого особое значение приобретает измерение усиления активной среды и по т ерь резонатора — основных п а раметров этих двух принципиально неотъемлемых компонентов лазера. 3.1 Компенсационный метод измерения потерь или усиления лазерных компонентов Данный метод (иногда его называют методом калиброванных п отерь является наиболее эффективным для решения рассматриваемой задачи . Сущность его достаточна проста и заключается в использовании калибрированного устройства с регулируемыми потерями аттенюатора (ослабителя ), устанавливаемого внутри измерительного лаз е ра . До начала измерения система выводится на порот генерации , что наиболее просто р е гистрируется визуально , а наиболее точно — с помощью фотоэлектрических измер и телей мощности (см .1.1). 'Этому (исходному ) состоянию соответствуют дополнительные потери а 1 вн осимые измерительным аттенюатором . Затем изменяются и параметры и з меряемого компонента : в активной среде включается (или выключается ) накачка , в о п тическую схему вводятся (или выводится ) пассивные элементы (дополнительные зе р кала , селекторы мод , модуляторы в т.п .), вносится контролируемая разъюстировка резонатора и т.п .; это приводит к изменению режима генерации в измерительном лазере . Для повторного приведения лазера в режим близпороговой генерации изменяют вн о симые аттенюатором потери до необходимого знач ения u 2 . Тогда разница ( a 2 -a 1 ) с уч е том знака даст измеряемую величину потерь (или усиления за цикл , последний обычно составляет два прохода излучения через элемент (активную среду , модулятор , селектор мод и т.п .) и лишь при измерении дифракционных потерь (в том числе , потерь из-за разъюстировки ) и потерь на поглощение и светорассеяние в концевых отражателях л и нейных резонаторов не требуется делить ( a 2 -a 1 ) на 2. В качестве измерительного аттенюатора при реализации компенсационного м е тода измерения параметр ов лазерных компонентов наиболее часто используют пл а стинку (рис .3.1а ), устанавливаемую внутри резонатора под углом к оптической оси . Как известно , минимальные потери такая пластинка вносит , если =arctg n ( n — показатель преломления материала пластинки для длины волны генерации лазера ген ). Ес ли , то коэффициент френелевского отражения на каждой поверхности u =tg 2 ( )/tg 2 ( + ) , где — угол преломления ; соответственно коэффициент пр о пускания уменьшится на величину к =(1- ) 2 при использовании кольцевого резонатора и на л =(1- ) 4 — в линейном лазере за счет двойного прохода за цикл . Коммерческие а т те нюаторы данного типа имеют угломерную шкалу , позволяющую отсчитывать угол поворота пластинки с точностью , обеспечивающей расчет (1- ) 4 до 0.001 (т.е . ~ 0.1%). Следует , однако , иметь в виду что т акая точность достигается лишь при абсолютном знании угла , для чего пластинка с угломерным устройством должна быть предвар и тельно отъюстирована по отношению к оптической оси измерительного лазера . Этой операции можно избежат ь , установив предварительно пластинку под углом Брюстера (по минимуму отражения ) и сняв соответствующий отсчет Б ; тогда текущим потерям при угле поворота = Б будет соответствовать угол падения = Б +( - Б ), где Б ра с считывается аналитически по известному показателю прел омления материала пл а стинки n Рисунок Ошибка ! Тек ст указанного стиля в документе отсутствует. . A Измерительные аттенюаторы френелевского типа : а — одиночная пластинка , наклонно установленная в резонаторе ; б — графики френелевского отражения ( ) для двух основных поляризаций ; в — схема спаренного (из двух пластинок ) аттенюатора Для упрощения процесса измерения некоторые зарубежные фирмы изготавл и вают измерительные аттенюаторы брюстеровского типа (рис .3.1в ) а в виде спаренных пластинок 1 и 5, разворачивающихся в разные сто роны при повороте колес 2 и 4 от о д ного червяка с лимбом 3; эта двухкаскадная схема позволяет исключить смещение о п тической оси (и , соответственно , разъюстировку резонатора измерительного лазера ), возникающее при повороте одиночной пластинки . Естественно , такой спаренный а т тенюатор в линейном резонаторе имеет коэффициент пропускания л =(1- ) 8 ; в кольц е вом резонаторе или при работе на проход =(1- ) 4 . 3.2 3.2. Измерение усилия активной среды В лазерной технике активная среда обычно конструктивно оформлена в виде активного элемента : кристаллического или стеклянного стержня в твердотельных л а зерах , газоразрядной кювет ы в подавляющем большинстве газовых лазеров , пластины полупроводника . В полупроводниковых лазерах и т.д . При этом активный элемент функционирует в лазере только под действием накачки — специального устройства , обеспечивающего такое специфическое воздейств и е на рабочие частицы активного элемента , которое приводит к созданию в нем удельной (т.е . в 1 см 3 ) инверсной нас е ленности n=n в -n н (g в /g н ) между верхним рабочим (лазерным ) уровнем (ВРУ ) и нижним (НРУ ). Инверсной населенности n соответствует удельный коэффициент усиления активной среды k= n Bh /v , где B=В вн — коэффициент Эйнштейна для стимулирова н ного перехода с В РУ на НРУ , а v=c/n — скорость света в активной среде. Следует напомнить , что для расчета основных энергетических характеристик лазерных устройств удобнее пользоваться удельной мощностью P уд и параметром насыщения соответствен но для лазера и квантового (лазерного ) усилителя , причем все три расчетных параметра активной среды связаны соотношением вида P уд =vk i . Однако в связи с невозможностью непосредственного измерения P уд (как мощности когерен т ного излучения , снимаемой с единицы объема активной среды , помещенной в идеал ь ный , т.е . без диссипативных потерь резонатор с оптимизированным коэффициентом связи ) и техническими трудностями , возникающими при попытках непосредственного измерения эффекта насыщени я (усиления ) в большинстве серийных активных сред , в технике лазерных измерений обычно довольствуются измерением ненасыщенного к о эффициента усиления k 0 = n 0 Bhv/c, где индекс 0 подчеркивает , что уде льный коэфф и циент усиления измерен при отсутствии насыщения , т.е . при бесконечно малой пло т ности энергии стимулированных переходов. 3.2.1 Измерение ненас ы щенного усиления мет о дом калиброванных п о терь. Непосредственное использован ие компенсационного метода (см .3.2) для измерения ненасыщенного удельного коэффициента активной среды обладает рядом особенн о стей , снижающих точность и ограничивающих область применения получаемых результатов . Действительно , в простейшем варианте (рис .3.2) процедура измерения в ы глядит довольно просто : на первом этапе пластинки ко м пенсатора выставляются под углом Брюстера , что умен ь шает величину вносимых ими потерь до a 0 , включается накачка измеряемой активной среды и осуществляется подъюстировка резонатора измерительного лазера для м и нимизации дифракционных потерь a д ; на втором этапе (собственно измерении ) потери аттенюатора увеличиваются на величину (1- ) 4 , соответствующих порогу генерации и з мерительного лазера . Очевидно , что п ри этом полный к о эффициент усиления активной среды за цикл компенсирует все потери резонатора за цикл Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . B Пр о стейшая схема измерения ненасыще нного усиления а к тивной среды методом калиброванных потерь (одиночн о го ) аттенюатора френелевского типа Рез = 1 + 2 + до + 1 + 2 +a ос +a 2 , где 1,2 и 1,2 — соотве т ственно диссипати в ные потери концевых отражателей и их к о эффициенты пропу с кания , до — дифра к ционные потери резонатора ; a ос — диссипативные потери активного э лемента ; a 2 =a 0 +(1- ) 4 — потери аттенюатора . Очеви д но , что абсолютная погрешность измер е ния потерь (компе н сирующих усиление ) в таком простейшем варианте составляет = 1 + 2 + 1 + 2 +a до +a 0 и обычно превыш а ет 0.001 (или 1%). Наиболее просто она может быть уменьш е на при учете величин 1 , 2 (и a 0 ), которые легко замеряются с помощью (спектро ) фотометра . Следует , однако , иметь в виду , что по крайней мере часть моделей этих измерительных приборов , им е ющих цену деления измерительной шкалы 0.001 (или 0.1% ), гарантируют лишь во с производимость измерений (на данном приборе или , реже , на приборе данной модели ) с такой погрешностью (0.001), но не абсолютную точность , составляющую ) обычно 0.002… 0.01 (0.2… 1%). Таким образом , непосредственное измерение усиления ак тивной среды компе н сационным методом дает абсолютную точность ~0.01 (1%), что гораздо ниже точности вносимых аттенюатором потерь (~ 0.001 или 0.1%). Естественно , относительная п о грешность измерения будет существенно зависеть от величины полного усиления K 0 =exp(2l 0 k 0 ) . Если К мало (0.1 или 10%), что типично для гелий-неоновых , кадмиевых и , в меньшей степени , аргоновых и CO 2 газоразрядных кювет , то целесообразно усложнить измерительный лазер , дополнив его вспомогательной активной средой 1 того же типа , но фун кционирующей (возбуждаемой ) на обоих этапах измерены (рис .3.3). Такой прием позволяет в случае стабильности коэффициента усиления вспомогательной активной среды во время его цикла измерения полностью исключить остаточные потери измерительного лазера , в то м число и трудноконтролируемые дифракционные потери д . Действительно , при первом измерении (возбуждена только вспомогательная акти в ная среда 1) порогу генерации соответствует условие exp(2l вс k вс )= x 4 [1-(1- 2 ) 4 ] , а при втором (возбуждена и в измеряемой активной среде 2) - x 4 [1-(1- 2 ) 4 ]=exp(2l вс k вс +2l 0 k 0 ) . Легко показать , что искомая величина усиления K 0 = exp(2l 0 k 0 )= [1-(1- 1 ) 4 ]/[1-(1- 2 ) 4 ] , а точность ее измерения теперь определяется в основном точностью измерения потерь 2 , вносимых аттенюатором при втором измерении (так как на рабочей ветви кривой ( ) крутизна зависимости коэффициента отражения от угла падения монотонно нара с тает с ростом ). Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . C Повышение точности измерения ненасыщенного усиления основной активной среды 2 (дли ной l 0 ) при двухэтапном методе Возможность (по крайней мере , потенциальная ) повышения точности измерения коэффициента усиления активных сред позволяет рассмотреть особенности зависимости коэффициента усиления от частоты и по поперечному сечению активного э лемента . В связи с тем , что зависимость коэффициента усиления активной среды от частоты в производственных условиях не измеряется (ввиду чрезвычайной сложности таких эк с периментов как в методическом , так в чисто техническом плане ), остановимся лишь на том, какой же , собственно , коэффициент усиления активной среды измеряется компе н сационным методом . В зависимости от вида уширения спектральной линии рабочего (лазерного ) перехода различают , как известно , однородное уширение и неоднородное . При однородном (и бл изком к нему ) уширении , когда одн неод зависимость нен а сыщенного коэффициента усиления от частот (в пред елах полуширины линии ) практически отсутствует , т.е . k 0 ( ) k 0 ( 0 ) , г де 0 — частота в центре спектральной линии . Типичным примером такой активной cреды является г е лий-неоновая смесь , генерирующая на длине волны ген =З .39 мкм. Ситуация существенно меняется при неод нородном уширении ( од >> неод ), характерном для большинства серийных лазерных сред . Типичный вид зависимости удельного коэффициента усил ения от частоты описывается гауссоидой : k 0 (V)=k 0 (V 0 )exp[-(V-V 0 ) 2 /( V c ) 2 ] , где — величина неодн о родного уширения на уровне 0.707 ( неод — соответственно на полувысоте ). В этом случае , с помощью компенсационного метода измеряется коэффициент усиления на частоте генерации ген 0 , причем степень приближения частоты генерации ген к центру спектральной линии определяется частотным интервалом рез =c/2L оп т через который расположены продольные моды в резонаторе (с оптической длиной L опт ) измерител ь ного лазера . Поскольку L опт обычно достаточно велика и , соответственно , рез одн , то даже в случае неоднородного уширения коэффициент усиления , измеряемый компе н сационным методом , соответствует центру спектральной линии , т.е . k 0 k 0 ( 0 ). Несколько сложнее обстоит дело с учетом распределения инверсной населенн о сти (и , соответственно коэффициента усиления ) по поперечному сечению активной среды . Особенности создания инверсии как возбуждения ВРУ , что более х арактерно для оптической накачки , так и расселения НРУ , существенного для газовых активных сред , приводят к заметно неравномерной зависимости коэффициента усиления от поперечных координат x , y . В рубиновых и ИАГ стержнях это дополнительно усугубляется нера в номерным распределением легирующей примеси соответственно Cr 2 O 3 и Nd 2 O 3 по п о перечному сечению кристаллической заготовки стержня (були ). В силу этого (в лаб о раторных условиях ) иногда требуется получить зависимость k 0 (x,y) , для чего достаточно модифицирова ть установку , работающую по методу калиброванных потерь , точнее , ее резонатор. В простейшем варианте в резонатор вводится круглая (желательно , ирисовая ) диафрагма , ограничивающая поперечное сечение генерирующего пучка . Очевидно , что в упрощенной измеритель ной установке (без вспомогательной активной среды ) дифра к ционные потери , вносимые диафрагмой , не долины превышать 0.1%. При использов а нии вспомогательной активной среды (рис.З .4) можно использовать диафрагму с большими дифракционными потерями , что улучшит селекцию высших поперечных мод , но не изменит размер пятна и , соответственно , разрешающую способность при снятии поперечного распределения k 0 (x,y) . Построение искомой зависимости k 0 (x,y) проводится по точкам k(x i ,y i ) , соотве т ствующим отдельным замерам k 0 п ри разных (поперечных ) положениях измеряемой активной среды относительно оптической оси измерительного лазера . Смещать всп о могательную активную среду и проводить подъюстировку резонатора при этом , нельзя , так как это приведет к погрешностям измерения . Поэт ому желательно использовать спаренный компенсатор (как показано на рис .3.4), а одиночную пластинку аттенюатора устанавливать обязательно у плоского зеркала резонатора измерительного лазера. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . D Схема измерительной установки для снятия зависимости коэффициента ненасыщенного усиления от удаления x с ге о метрической оси активной cреды ; c геометрической оси активной среды ; диафрагма Д сужает зондирующий пучок до минимального размера , соответствующего основной (ТЕМ ) моде. В заключение остановимся на некоторых особенностях ~измерения ненас ы щенного усиления активных сред , возбуждаемых в импульсном режиме . Очевидно , что в этом случае желательно (а в ИК и УФ диапазонах излучения обязательно ) использование фотоэлектрической регистрации порога генерации . Сигнал с фотоэлектрическ ого пр и емника с постоянной времени , существенно меньшей длительности импульса накачки , удобно просматривать на двухлучевом осциллографе , ждущая развертка которого з а пускается импульсом накачки. Используя такой комплект аппаратуры , можно промерить не только максимально создаваемую в измерительной активной среде инверсную населенность (в действ и тельности — ненасыщенный коэффициент усиления ), но и зависимость k 0 (t) при во с производимой (от импульса к импульсу ) интенсивности накачки . Естественно , при этом предпо лагается (и практически всегда выполняется на практике ) постоянство формы импульса накачки . Зависимость k 0 (t) строится по серии экспериментов : для различных значений вносимых в резонатор измерительного лазере потерь i фиксируе тся момент времени t i (отсчитываемый от момента включения импульса накачки ), когда возникает генерация. 3.2.2 Измерение усиления активной среды прямым методом. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . E Измерение насыщения в проходном лазерном усилителе длиной l 0 — к вопросу измерения усиления прямым методом Сущность данного метода тривиальна и заключ ается в построении зависимости коэффициента усиления активной среды K=I вых /I вх от интенсивности входного сигнала I вх (рис .3.5), величина которого регулируется с помощью (клинового ) аттенюатора О сл , уменьшающего интенсивность вспомогательного лазера I лаз , интерференционный фильтр ИФ и диафрагма Д уменьшают уровень фоновой засветки . Экстраполируя эк с периментальную зависимость K(I вх ) к бесконечно малым I вх (<< S хр ) , можно получить ненасыщенный коэффициент усиления K 0 =K(0) ; посколь ку измерения проводятся обычно с активной средой , работающей в режиме проходного усилителя , когда K 0 =exp(l 0 k 0 ) , то , очевидно , ненасыщенный коэффициент усиления . Сл е дует отметить , что непосредственно данный метод редко используется на практике в связи с невысокой точностью измерений , обусловленной при небольших усилениях погрешностями определения K из-за шумов измерительной схемы , а при большом ус и лении — экстр аполяцией K(I вх ) в область малых входных сигналов . С другой стороны , ара атом при этом появляется возможность (по крайней мере в первом приближении ) определить параметр насыщения , для чего следует сравнить полученную зависимо сть K(I вх ) с расчетной (при том же виде уширения ). Можно проще получить значение параметра насыщения , используя измер и тельный лазер с калиброванными потерями и измеритель плотности энергии U в рез о наторе . Эту плотность легко вычислить , измеряя мощность , выходящую через одно из "глухих " зеркал резонатора , по формуле U=2P/ cSэф . Очевидно , что в измерительном 1.1 Измерение пространственного распределения энергии в лазерном пучке 1.2 Измерение поляризации лазерного пучка 2. ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ И КОРРЕЛЯЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ 2.1 Влияние параметров лазера на когерентность его излучения 2.2 Интерферометры для измерения спектра лазерного излучения 2.3 Измерение частоты лазерного излучения методом фотобиений 3. ИЗМЕРЕНИЕ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ ГЛАВНЫХ КОМПОНЕНТОВ ЛАЗЕРА 3.1 Компенсационный метод измерения потерь или усиления лазерных компонентов 3.2 3.2. Измерение усилия активной среды 3.2.1 Измерен ие ненасыщенного усиления методом калиброванных потерь. 3.2.2 Измерение усиления активной среды прямым методом. Рисунок 1.1. Принципиальная схема к а лориметра. Рисунок 1.2. Упрощенная конструкция калориметрического ПИП прибора ИМО -2 Рисунок 1.3. Функциональная схема малоинерционного болометрического измерителя мощности лазерного излучения проходного типа Рису нок 1.4. Функциональная схема крутильных весов Рисунок 1.5. Магнитный подвес в пондер о моторном измерителе Рисунок 1.6. Схема устройства диодного механотрона Таблица 1 Параметр , характеристика Еди- ница и з ме- рения Определение Обоз- наче- ние Энергетические параметры и характеристики Энерги я Дж Энергия , переносимая лазерным и з лучением W Мощность Вт Энергия , переносимая лазерным и з лучением в единицу времени P Интенси в ность Величина , пропорциональная квадр а ту амплитуды электромагнитного колебания J Спектральная плотность энергии ( мощности ) Дж Гц -1 Вт Гц -1 W ,W (P ,P ) Средняя мощность импульса Вт P и. ср. Мак симал ь ная мощность и м пульса Вт P и .max Спектральные параметры и характеристики Длина волны мкм Средняя длина волны спектра лазе р ного излучения в пределах интервала длин волн линии спонтанного излучения Частота Гц Средняя частота спектра лазерного излучения в пределах интервала частот линии спонтанного излучения Ширина спектральной линии Гц, мкм Расстояние между точками контура спектральной линии лазерного излучения , соответствующими половин е интенсивности линии в максимуме Степень м о нохроматичности — Отношение ширины огибающей спектра лазерного излучения к усредненно й по спектру частоте или длине волны лазе р ного излучения в данный момент времени. / / Пространственно- временные параметры и характеристики Диаграмма направленности Угловое распределение энергии или мощности лазерного излучения Диаметр пучка м Диаметр поперечного сечения пучка лазерного излучения , внутри которого пр о ходи т заданная доля энергии или мощности лазерного излучения d Продолжение таблицы 1 Параметр , характеристика Еди- ница и з ме- рения Определение Обоз- наче- ние Расходимость рад ср Плоский или телесный угол , характ е ризующий ширину диаграммы направленн о сти лазерн ого излучения в дальней зоне по заданному уровню углового распределения энергии или мощности лазерного излучения , определяемому по отношению к его макс и мальному значению Q p Q s Энергетич е ская расходимость рад ср Плоский или телесный угол , внутри которого р аспространяется заданная доля энергии или мощности лазерного излучения Q W,P Q W,S Относител ь ное распределение плотности энергии ( мощности ) Распределение плотности энергии ( мощности ) излучения по сечению лазерного пучка , нормированное относительно макс и мал ьного значения плотности энергии ( мощности ) Частота п о вторения импульсов Гц Отношение числа импульсов лазе р ного излучения ко времени F Длительность импульса с и Параметры когерентности Степень пр о странстве н но- временной ког е рентности Модуль комплексной степени пр о странственно- временной когерентности при фиксированных координатах точки в пр о странстве и времени , равный где — функция взаимной когерентности , 11 (0), 22 (0) — функции взаимной когерентности для точек простра нства с радиус- векторами r 1 и r 2 с о ответственно при =0 12 ( ) Степень пр о странственной к о герентности Модуль комплексной пространстве н ной когерентности для фиксированного м о мента времени , равный где 12 (0) — функция пространстве н ной когерентности 12 (0) Окончание таблицы 1 Параметр , характеристика Еди- ница и з ме- рения Определение Обоз- наче- ние Степень вр е менной когерентн о сти Модуль компл ексной степени вр е менной когерентности для фиксированной точки пространства , равный где 11 ( ) — ф ункция взаимной ког е рентности для точки пространства с рад и ус- вектором r 1 11 ( ) Время ког е рентности с Минимальное запаздывание , для к о торого степень временной когерентности принимает значение , равное нулю Длина ког е рентности м Произведение времени когерентности на скорость распространения электрома г нитного излучения в вакууме к Параметры поляризации П лоскость поляризации Плоскость , проходящая через направление распространения линейно п о ляризованного лазерного излучения и направление его электрического вектора Эллипти ч ность поляризова н ного лазерного и з лучения Отношение малой полуоси эллипса , по кото рому поляризовано лазерное излучение , к его большой полуоси Степень п о ляризации Отношение интенсивности поляриз о ванной составляющей лазерного излучения к полной его интенсивности Таблица 2 __ № Наименование Тип ПИП Рабочий диапазон длин волн, Диапазон измерения Время о д ного изм е ре ния для Время установ ления п о каза- Диапа зон длительнос тей изме - Диапа зон измеря е мых Основ ная погреш ность Вид инд и кации мкм мощнос ти , Вт энергии , Дж мощнос ти ния * ряе мых импуль сов , с диамет ров пучков , мм и змерения , % 1 ОСИСМ — образцовое средство изм е рений средней мощности Термо электри ческий 0.4 12.0 10 -3 10 2 — 2.5 мин — — 4 10 р =1 3 Цифро вой КП : БИ 118 х 420, 18 кг ; ПИП 210 х 210 х 140, 6 кг 2 ОИМ -1-1 — образцовый измеритель мощности излуч е ния Термо электри ческий 0.3 3.5 10 -3 10 -1 — 8 мин — — 3 8 р =1 Стре лочный Общая масса около 80 кг Продолжение таблицы 2 __ № Наименование Тип ПИП Рабочий диапазон длин волн, Диапазон измерения Время о д ного изм е ре ния для Время установ ления п о к аза- Диапа зон длительнос тей изме - Диапа зон измеря е мых Основ ная погреш ность Вид инд и кации мкм мощнос ти , Вт энергии , Дж мощнос ти ния * ряе мых импуль сов , с диамет ров пучков , мм измерения , % 3 ИМО -2-2 М — образцовый измеритель мощности и эне р гии лазерного и з лучения Термо электри ческий 0.4 10.6 10 -2 10 2 10 -1 10 3 мин 5 с _____ 2 мин 2 10 -4 10 -3 4 12 р =1 3 Е =3 4 Цифро вой КП : БИ 1 148 х 382 х 412, 13 кг ; БИ 2 550 х 205 х 450, 23 кг ; ПИП и ЮМ 173 х 1 90 х 263, 15 кг : ОЭ и ОМ 58 кг 4 ИМО -2 — измеритель средней мощн о сти и энергии л а зерных импульсов Термо электри ческий 0.33 10.6 5 10 -3 10 2 3 10 -3 10 2.5 мин 8 с _____ 2 мин 2 10 -4 10 -3 4 12 р =5 8 Е =7 22 Стре лочный КП : БИ 512 х 375 х 155, 23 кг ; ПИП и ЮМ 120 х 185 х 260, 10 кг ; ОЭ и ОМ 165 х 210 х 280, 4 кг Продолжение таблицы 2 __ № Наименование Тип ПИП Рабочий диапазон длин волн, Диапазон измерен ия Время о д ного изм е ре ния для Время установ ления п о каза- Диапа зон длительнос тей изме - Диапа зон измеря е мых Основ ная погреш ность Вид инд и кации мкм мощнос ти , Вт энергии , Дж мощнос ти ния * ряе мых импуль сов , с диамет ров пучков , мм измерения , % 5 МК 3-18 А — ваттметр поглощаемой мощности калор и метри ческий Боло метри ческий 0.4 3.5 5 10 -4 10 -2 10 -3 0.3 10 с 20 с _____ 30 с 10 -8 10 -3 10 р =10 20 Е =10 20 Стре лочный КП : БИ 480 х 120 х 475, 19 кг ; ПИ П и ЮМ 340 х 300 х 130, 12 кг ; 6 М 3-24 — измеритель мощности кал о риметри ческий Боло метри ческий 0.4 3.5 10 -3 10 10 -2 10 10 с 10 с _____ 20 с 10 -8 10 -3 20 р =5 12 Е =5 22 Стре лочный КП : БИ 480 х 120 х 475, 19 кг ; ПИП и ЮМ 340 х 300 х 130, 12 кг ; Продолжение таблицы 2 __ № Наименование Тип ПИП Рабочий диапазон длин волн, Диапазон измерения Время о д ного изм е ре ния для Время установ ления п о каза- Диапа зон длительнос тей изме - Диапа зон измеря е мых Основ ная погреш ность Вид инд и каци и мкм мощнос ти , Вт энергии , Дж мощнос ти ния * ряе мых импуль сов , с диамет ров пучков , мм измерения , % 7 ПВ -1 — пироэлектри ческий ваттметр Пиро электри ческий 0.4 10.6 10 -4 10 2 — 10 с — — 2 23 р =10 20 Стре лочный КП : БИ 130 х 175 х 362, 6 кг ; модулятор 204 х 165 х 300, 5 кг (f мод =2 Гц ); ПИП 180 х 70 х 50, 1.3 кг ; ЮМ 150 х 130 х 204, 4 кг 8 ФПМ -01 — фотометр переносной м а логабаритный для импульсных и н е прерывных лазеров Фото электри ческий 0.4 1.06 10 -7 10 -1 10 -8 0.05 — 1 с _____ 1 с 2 10 -4 10 -2 2 14 р =15 Е =10 20 Цифро вой КП : БИ 250 х 250 х 115, 4 кг ; ПИП 55 х 200 х 65, 1.2 кг ; штатив 120 х 140 х 350, 3.5 кг ; фотоприемник ФД -7 к Продолжение таблицы 2 __ № Наименование Тип ПИП Рабочий диапазон длин волн, Диапазон измерения Время о д ного изм е ре ния для Время установ ления п о каза- Диапа зон длительнос тей изме - Диапа зон измеря е мых Основ ная погреш ность Вид инд и кации мкм мощнос ти , Вт энергии , Дж мощнос ти ния * ряе мых импуль сов , с диамет ров пучков , мм измерения , % 9 ФПМ -02 — то же для импульсных лазеров ( модиф и кация ФПМ -01) Фото электри ческий 0.53 1.06 — 5 10 -9 10 -3 — 1 с _____ 1 с 10 -8 10 -7 2 14 Е =20 Цифро вой 10 ОСИЭ — образцовое средство измер е ния энергии Термо электри ческий 0.5 10.6 — 2 10 -2 10 — 5 с _____ 4.5 мин 10 -8 1.0 4 15 Е =4 Цифро вой КП : БИ 118 х 420 х 480, 20 кг ; ПИП 210 х 210 х 140, 6 кг ; ЮМ 30 кг Окончание таблицы 2 __ № Наименование Тип ПИП Рабочий диапазон длин волн, Диапазон измерения Время о д ного изм е ре ния для Время установ ления п о каза- Диапа зон длительнос т ей изме - Диапа зон измеря е мых Основ ная погреш ность Вид инд и кации мкм мощнос ти , Вт энергии , Дж мощнос ти ния * ряе мых импуль сов , с диамет ров пучков , мм измерения , % 11 ИКТ -1 Н — измеритель калориметрич е ский твердотел ь ный Термо электри ческий 0.4 4.0 — 5 10 -2 10 3 — 10 с _____ 8 мин 10 -8 10 -3 4 45 Е =22 Стре лочный К П : БИ 480 х 380 х 135; ПИП и ЮМ 260 х 180 х 85; аттенюатор 96 х 194; масса 30 кг Примечания : ПИП — первичный измерительный преобразователь ; ЮМ — юстировочный механизм ; БИ — блок измерительный ; ОЭ и ОМ — ослабитель энергии и мощности излучения ; КП — комплект поставки ( габаритные размеры и масса ). * В числителе — время измерения энергии одного импульса , в знаменателе — интервал времени между двумя измеряемыми импульсами. Поэтому в заключении данного пункта целесообразно расс мотреть внешне достаточно простой чисто оптический способ измерения длительности пикосекундных импульсов , в котором используется оптическая " развертка " ( со скоростью света ) при прохождении излучения в нелинейном ( по интенсивн о сти ) веществе , за счет чего и достигается " визуализация " светового импульса. Рисунок 1.7. Схема измерения длительности пикосекундных импульсов методом нелинейной ( двухф о тонной ) люм инесценции. " Световая " развертка была предложена в 1967 г . Джордмейном для использования длительности пикосекундных импульсов при распространении двух одинаковых световых пучков навстречу друг другу в растворе нелинейно люминесцирующего красителя . В первом эксперименте ( рис . 1.7) " стоячая " волна образовывалась путем отражения основного пучка пикосекундных импульсов ( генерируемого лазером на неодимовом стекле ) в зеркале кюветы с красителем . Очевидно , что возле зеркала ( и далее с шагом l=TC/n, где n — показат ель преломления раствора красителя ) плотность энергии прямого и отраженного пучка будет максимальна из- за совпадения i- го импульса . Левее ( рис .1.7) зеркала на l будут совпадать (i-1)- й импульс в прямой волне и (i+1)- й — в отраженной . При удалении от зерка ла на 2l двухфотонная люм и несценция красителя будет ярче из- за наложения (i-2) и (i+2) импульсов цуга и т. д . Для приближенной оценки контраста получаемой картины примем , что все пикосекундные импульсы в цуге имеют одинак о вую пиковую интенсивность I 1 =I 2 =I i . Тогда яркость фонового свечения двухфотонной люминесценции В фона пропорциональна I i 2 , а максимальная яркость ( возле зеркала и в других " пучностях ") В макс пропорциональна (2I i ) 2 =4I i 2 , т. е . заметно выше ; это обеспечивает надежное выделение информации о длител ьности пикос е кундных импульсов и временном интервале Т между ними по микроденситограмме фотоснимка кюветы с возбужденным красителем ( рис . 1.8). Рису нок 1.8. Микроденситограмма ( справа ) фотографии центральной части симметрично возбужда е мой пикосекундными импульсами кюветы ( слева ) с красителем. В действительности как сам эксперимент , так и его теория значительно сложнее приведенной выше элементарной мод ели . Ввиду ограниченного объема укажем лишь , что обычно кювета с красителем возбуждается симметрично ( рис .1.8), а закон распределения яркости свечения определяется ( а в то ) корреляционной функцией интенсивности лазерного пучка , в результате чего для гауссова импульса происходит " уширение " свечения в раз , а контраст снижается до 3,0. Известен метод измерения корреляционной функции интенсивности лазерного пучка з а счет нелинейного эффекта генерации второй гармоники , позволяющий избавиться от фоновой засветки и иметь временное разрешение 0,1 пс ; однако как его описание , так и , особенно , реализация достаточно сложны. 3.3 Измерение про странственного распределения энергии в лазерном пучке Наиболее полной пространственно- энергетической характеристикой лазерного излучения явл я ется диаграмм направленности , то есть угловое распределение энергии или мощности в лазерном пучке . Вблизи излучающе й апертуры лазера угловое распределение имеет непостоянную конфигурацию , поэтому в большинстве случаев практический интерес представляет распределение поля излучения в дальней зоне , когда форма распределения перестает зависеть от расстояния и можно говорит ь о сформировавшейся диаграмме направленности излучения . В качестве приближенной оценки границы дальней зоны прин и мают расстояние , превышающее d 2 / , где d — диаметр излучающей апертуры лазера ; — длина волны излучения. Ширину диаграммы направленности в дальней зоне количественно характеризуют углом расх о димости лазерного излучения , который обычно нормируется при выпуске лазеров из производства. На практике используют два понятия расходимости . В пе рвом случае имеют в виду плоский или телесный угол Q p или s , определяющий ширину диаграммы направленности в дальней зоне по заданному уровню углового распределения энергии или мощности , отнесенного к его максимальному значению . Чаще всего значение уровня принимается равным 0,5 и 1/ е 2 , где е — основание натуральных логарифмов . Приведенное выше определение однозначно характеризует излучение только одномодового лазера , имеющего диаграмму направленности без боковых лепестков , т. е . близкую к гауссовскому распределению . В случае многомодового режима диаграмма излучения имеет многочисленные боковые лепестки , соде р жащие значительную часть энергии . Поэтому величина расходимости по заданному уровню энергии или мощности , т. е . по существу ц ентрального максимума распределения , не очень показатальна , если неи з вестно угловое распределение энергии или мощности в этом угле . В таких случаях более удобной хара к теристикой является энергетическая расходимость лазерного излучения ( W,P или W,S ), т. е . плоский или телесный угол , внутри которого распространяется заданная доля энергии или мощности излучения . Лазерное излучение также характеризуют значением диаметра пучка , т. е . диаметра поперечного сечения пучка лазерного излучения , внутри которого проходит заданная доля энергии или мощности. Для практического определения расходимости используют три основных метода : метод сечений , метод регистрации диаграммы направленности и метод фокального пятна. Рис .1.9. Принципиальные схемы трех основных методов измерения расходим о сти лазерного излучения Наиболее простым является метод двух сечений ( рис .1.9. а ). Согласно этому методу расх о димость ( или энерг е тическая расход и мость ) пучка излучения определяют путем измерения ди а метров пучка d 1 и d 2 в двух поперечных с е чениях дальней зоны , отстоящих одно от другого на расстоянии L, и вычисления и с комого угла по формуле : =arctg[(d 2 -d 1 )2L] (d 2 -d 1 )/2L Измерения диаметров d 1 и d 2 производятся одн о временно или посл е довательно по одному и тому же критерию — заданному уровню ин тенсивности либо заданной доле мо щ ности ( энергии ). Достоинством метода является его простота , однако для обеспечения необходимой то ч ности измерений требуется достаточно большая ( до нескольких метров ) база между сечениями , что з а трудняет использование данно го метода в лабораторных условиях . Для уменьшения линейных габаритов установки применяют различные зеркальные или при з менные системы , называемые оптическими линиями задержки . В качестве примера реализации метода сечений на рис .1.10 показана схема измерит еля расходимости непрерывного лазерного излучения в в и димом и ближнем ИК диапазонах . Излучение лазера 1, отразившись от вращающегося зеркала 2 ( пол о жение а- а ), отклоняется на фотоприемник 12 с щелевой диафрагмой 11 и после преобразования в эле к трический им пульс регистрируется системой 13. При повороте зеркала на выходе приемника образуется электрический импульс , длительность которого пропорциональна диаметру поперечного сечения пучка . При дальнейшем повороте зеркала 2 в положение в- в пучок излучения , пройдя многозеркальную откл о няющую систему 3-10, сканирует по щели фотоприемника 11. Длительность импульса на выходе этого фотоприемника пропорциональна диаметру второго поперечного сечения , удаленного от первого сечения на расстояние , вносимое зеркальной систем ой , удлиняющей ход пучка . В силу расходимости длительность этого импульса больше первоначального . В регистрирующей системе 13 измеряется разность длительн о стей этих импульсов и определяется значение угловой расходимости в соответствии с соотношением (1.15) где V — скорость сканирования пучка по диафрагме ; L — длина оптической задержки ; — длительность импульсов ; d 1 и d 2 — диаметры первого и второго сечений пучка . На этом принципе работает измеритель расходимости с цифровым отсчетом , способный измерять расходимость от 20" до 3600" в диапазонах длин волн 0,4. ..1,15 мкм и мощности 0,15...1000 мВт . П о грешность измерения расходимости данным прибором составляет 3%. Рисунок 1.10. Схема измерителя расходимости пучка непрерывного лазера , в котором использ о вана модификация метода сечений. Метод регистрации диаграммы н аправленности позволяет получить наиболее полную информ а цию о пространственном распределении лазерного излучения ( см . Рис . 1.9 б ). Для измерения диаграммы направленности можно использовать фотоэлемент или ФЭУ , расположенные в дальней зоне , фотокатод которых закрыт диафрагмой с отверстием малого диаметра . Перемещая фотоэлемент по дуге окружности радиусом R, регистрируют угловое распределение интенсивности излучения . Зная диаграмму направле н ности , можно рассчитать энергетическую и угловую расходимости излучени я . Измерение диаграммы направленности является сложной и трудоемкой процедурой , поэтому редко применяется в метролог и ческой практике . Метод фокального пятна является наиболее распространенным методом измерения расходимости . Для проведения измерений в даль ней зоне , т. е . в области дифракции Фраунгофера , треб у ются , как правило , значительные расстояния от источника излучения . Условия дифракции Фраунгофера можно получить в фокальной плоскости идеальной безаберрационной положительной линзы ( рис .1.9 в ). Для перехо да к угловому распределению необходимо линейное распределение в фокальной плоскости разделить на фокусное расстояние линзы , то есть угол расходимости излучения лазера определяют по формуле a/f ', где а — радиус пятна на фокальной плоскости . В этом методе для исключения влияния дифракции на краях линзы применяют длиннофокусные линзы с большой апертурой , превышающей примерно в 2 раза диаметр падающего лазерного пучка , а фокусное расстояние линзы дол жно удовлетворять условию где — длина волны лазерного излучения ; W,P — энергетическая расходим ость лазерного и з лучения , установленная в стандартах или ТУ на лазеры конкретных типов . Погрешность измерения да н ного метода в основном связана с неточностью определения размера пятна и не превышает 27%. Как в методе фокального пятна , так и в методе сечени й суть измерений расходимости сводится к определению диаметра сечения пучка по тому или иному критерию . Для определения диаметра пучка излучения применяют в основном два метода ( ГОСТ 26086-84): метод калиброванных диафрагм и метод распределения плотности э нергии ( мощности ) лазерного излучения . В первом случае используются ди а фрагмы с плавно изменяющимся диаметром или сменные калиброванные диафрагмы . Их устанавливают непосредственно в пучке или в фокальной плоскости линзы . Изменяя диаметр диафрагм , регулирую т диаметр пучка , в пределах которого заключена заданная доля энергии ( мощности ) излучения от полной энергии . В схеме такого измерителя имеются две ветви , в одной из которых и измеряется полная энергия ( мощность ) пучка . Рассмотренный способ является недоста точно точным , а процесс измерения малооп е ративным , кроме того , он не дает информации о распределении поля вблизи максимума излучения и не позволяет выявить неоднородности ; неоднородности в распределении излучения . Для устранения этого недостатка применяют метод регистрации распределения плотности энергии ( мощности ) лазерного из у чения в поперечном сечении пучка . Для этого в видимой области и ближнем ИК диапазоне спектра и с пользуют фотографирование пятна излучения на фотопленку или фотопластинку с последующе й обр а боткой микрофотометрированием и численным интегрированием на ЭВМ . В случае мощных импульсных и непрерывных лазеров применяют нейтральные светофильтры для ослабления излучения . При грубых оценках достаточно мощных лазеров размер пятна определяют по ра змеру отверстия , прожигаемого пучком лазера в непрозрачной мишени ( черная бумага , тонкие металлические пластины и т. п .). Более удобным способом измерения , распределения интенсивности в сфокусированном пятне является авток а либровочный способ ( рис .1.11), кот орый основан на разделении лазерного пучка на ряд пространственно подобных м и достаточно удаленных один от другого пучков различной интенсивности с помощью пл а стины L под установленной под углом к пучку лазера . Толстая пластина L ослабляет и многократно ра с щепляет лазерный пучок. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . F Схема автокалибровочн о го способа измерения расходимости излучения Если коэффициент о траж е ния обеих поверхностей равен , то интенсивность I n , пучка с номером n , выходящего из наклонной пластины L , можно записать в виде : I n =I 0 (1- ) 2 2(n-1) (1.18) где I O — интенсивность пучка , п а дающего на пластину . Таким обр а зом , на пленке P получается н е сколько изображений пятна с разной экспозицией , из которых после о б работки денситограмм можно достаточно точно определит ь диаметр пятна на заданном уровне инте н сивности. Для более оперативного получения данных , а также для преобразования излучения в видимую область спектра используют ЭОПы , видиконы и диссекторы , которые позволяют наблюдать или фот о графировать объекты в ближ них ИК ( до 1.5 мкм ), видимых , УФ или рентгеновских лучах. С появлением многоканальных мозаичных приемников излучения задача определения относ и тельного распределения плотности энергии или мощности значительно упростилась , а скорость получения результатов из мерений существенно повысилась . Параллельный принцип измерения многоканальных ПИП локальных плотностей мощности и энергии позволяет проводить анализ импульсного и нестабил ь ного во времени в и пространстве непрерывного излучения с выдачей результатов непоср едственно на экран дисплея ЭВМ или ЦПУ. Большинство преобразователей имеют до 100 каналов измерения с размером одного элемента от 5 х 5 до 10 х 10 мм 2 . Матричные ПИП основаны на различных принципах действия ( термоэлектрические калориметры , пироэлектрические и полупроводниковые приборы ) и могут перекрывать видимую и ИК области спектра = 0.4… 25 мкм ). Современные фотодиодные , фоторезистивные и фототранзисторные матрицы состоят из н е скольких десятков тысяч элементов с шагом нескольких десятков микрометров и общей площадью до 15 х 15 мм 2 . Время опроса таких матриц составляет доли миллисекунд. Автоматизированная математическая обработка информации с мозаичных приемников обесп е чивает вычисление энергетической расходимости ( не только относит ельно точки с максимальной инте н сивностью , но и относительно центра тяжести пятна или геометрического центра ); выделение изоуровней ; обработку фокальных пятен неправильной формы ; коррекцию искажений измерительного тракта , включая возможность индивидуальной коррекции неравномерности чувствительности отдельного канала ; опр е деление оси диаграммы направленности , ее дрейф в течение времени и т. д. В то же время многоканальные мозаичные ПИП обладают все еще низкой разрешающей сп о собностью ( до 10 лин / мм ), повышенно й общей плотностью системы и стоимостью. 3.4 Измерение поляризации лазерного пучка В силу специфики процесса генерации в лазерах ( основанного на стимулированном испускании активной средой когерентных фотонов ) получаемое таким путем излучение всегда должно обладать 100 %- ной элементарной ( линейной или круговой ) поляризацией . Вид последней определяется особенностями используемой ( в лазере ) активной среды — поляризацией ее спонтанного излучения , служащего " затра в кой " при разгорании генерации , и величиной коэфф ициента усиления для элементарных поляризаций ; существенное значение в лазерах с резонатором мыв т поляризационная анизотропия последнего , т. е . соотношение потерь для различных элементарных поляризаций . В подавляющем большинстве серийных лазеров генерирует ся только линейно поляризованное излучение , причем почти всегда плоскость пол я ризации однозначно определяется либо поляризацией спонтанного излучения активной среды ( например , степень поляризации основной R 1 линии в стержнях рубина с 90 ориентацией кристаллографической оси составляет 80%), либо брюстеровскими поверхностями ( например , брюстеровскими окнами в газора з рядных кюветах , брюстеровскими торцами лазерных стержней , установленными под углом Брюстера модуляторами , затворам и и т. п .). Лишь в лазерах на неодимовом стекле при отсутствии поляризационной анизотропии генерируется линейно поляризованное излучение , плоскость поляризации которого хаот и чески , через время порядка t ( время развития генера ции ), " перескакивает " после того , как " съедена " инверсная населенность с соответствующей поляризацией. С другой стороны , различные дефекты активной среды и особенности используемого оптического резонатора могут изменять состояние поляризации лазерного пучк а , в результате чего в некоторых случаях необходимо его исследование ; это характерно , например , при использовании поляризационной ( главным образом , электрооптической ) модуляции и в некоторых других случаях . Перечислим ( в порядке нарастания " сложности ") воз можные " элементарные " состояния поляризации : 1. Линейная поляризация — характеризуется только положением плоскости поляризации — углом с ( произвольной ) осью x , перпендикулярной направлению распространения света z ; 2. Кругов ая поляризация — характеризуется только направлением вращения конца проекции вектора Е на плоскость xy ( перпендикулярную направлению распространения z ) — право - и левоцирк у лярно поляризованное излучение ; отметим , что круговая поляризация может трактоватьс я как совоку п ность двух взаимно ортогональных линейно поляризованных лучков равной интенсивности , колебания в которых сдвинуты соответственно на /4 ( или на угол = ); 3. Эллиптически поляризованный свет является наиболее общим случаем элементарной поляр и зации и определяется уже тремя параметрами : углом плоскости большой оси ( преимущественного направления поляризации ) с осью x , т. е . углом , эллиптичностью , характеризующей соотношение напряженности линейно ( и ортогонально ) поляризованного с вета меньшей интенсивности к большей , и направлением вращения ( правое или левое , как для циркулярно поляризованного света ); в другой тра к товке эллиптически поляризованный свет есть совокупность циркулярно поляризованного излучения и ( когерентного с одной и з его составляющих ) линейно поляризованной добавки , плоскость поляризации которой расположена под углом . Таким образом , все " элементарные " состояния поляризации могут быть получены из двух линейно поляризованных во взаимно п ерпендикулярных плоскостях излучений с амплитудами А x и A Y и разностью фаз . Стоксом были введены четыре параметра , , , , полностью определ я ющем состояние поляризации монохроматического пучка ; прямо пропорциональный полной интенсивности поляриз ованного пучка , положение преимущественной ( линейной ) поляризации ( положение большой оси а эллипса ) =0.5arctg(s 2 /s 1 ) , угол эллиптичности ( при этом соответствует правая поляриз а ция , а (- — левая ) и сдвиг фаз = x - y =arctg(s 2 /s 3 ). Хотя состояние поляризации любой волны , не содержащей неполяризованного св е та ( ) можно представить точкой в трехкоординатном ( декартовом ) пространстве параметров Стокса S 1 , S 2 , S 3 , более наглядным является аналогичное представление на сфере Пуанк аре , где в полярной системе координат на сфере радиуса наносится точка Р 1 с угловыми координатами x и z =( . Тогда экватору соответствуют все воз можные состояния линейно пол я ризованного света , северному полюсу — правая , а южному — левая циркулярная поляризация . При этом все северное полушарие соответствует правой эллиптической поляризации , а южное — левой . В случае не полностью поляризованного свет а соответствующая ему точка P лежит на продолжении радиуса OP 1 на расстоянии , а для учета неполной поляризации вводится степень поляризации , равная отношению поляризованной интенсивности к полной , т. е . p=I поляр /I. Сферу Пуанкаре можно использовать и для качественного анализа изменения состояния поляр и зации и злучения во времени . Так , например , свободной генерации лазера на неодимовом стекле ( без анизотропных элементов ) будет соответствовать хаотический перескок точки P 1 вдоль экватора на угол порядка /2 ( на ортогональную линейную поляризацию ) с характерным временем порядка времени ра з горания генерации . Незначительные флуктуации двулучепреломления в лазере с активной средой , нах о дящейся в сильном аксиальном поле ( но резонатор которого не имеет преимущественной поляризации например, ионный аргоновый лазер с внутренними зеркалами ), будут приводить к соответствующему движению две точки P s1 и P s2 в области северного и иного полюсов сферы Пуанкаре и т. п. В то же время для количественного анализа состояния поляризации удобнее использовать сл е дующие параметры Стокса , которые сравнительно просто могут быть измерены непосредственно : s 0 =I — полная интенсивность пучка ; s 1 =I x -I y — разница интенсивности линейно поляризованных компонент ( т. е . интенсивностей , пропускаемых высококачественным полярои дом или поляризационной призмой ) для азимутальных углов 0 ( x - компонента ) и 90 ( y - компонента ); s 2 =I -I — разница интенсивностей при установке поляроида посередине между осями XY ( I ) и перпендикулярно биссектрисе угла xOy ( I - ) s 3 =I -I — то же , что и для s 1 , s 2 ; но для циркулярно п оляризованного ( соответственно по правому и левому кругу ) света. Таким образом , на первый взгляд , требуется иметь семь измерителей елей интенсивности , однако вполне достаточно четырех величин , например I x , I y , I и I . При этом параметры Стокса ( правда , в более сложной для обработки форме ) могут быть автоматически вычислены по соответствующим формулам . Такой эллипсометр состоит из трех пар пластин , установленных под углом Брюстера и развернутых на угол 90 в каждой паре . В результате от первой пластины П 1 отражается только составляющая I x , от второй П 2 — только I y , от третьей П 3 — только I ( так как вторая пара пластин развернута относительно первой на угол 45 ), а от пятой П 5 — только I ( так как перед третьей парой пластин стоит четвертьволновая пластина ). Отражаемые четвертой П 4 и шестой П 6 пластинами пучки , пропорциональные I - и I , не требуется для вычисления параметров Стокса , но сами пластины необходимы для обеспечения точности ра боты системы за счет четной симметрии каждого каскада пластин . Очевидно , что такой четырехканальный поляриметр может использоваться для анализа излучения как импульсных ( его быстродействие опред е ляется а основном используемыми фотоприемниками и может дости гать 10 -8 с ), так и непрерывных лаз е ров. В последнем случав можно применять поляриметры , работающие в режиме последовательного анализа отдельных поляризационных компонент лазерного пучка . Существенно , что в данном случав заметно повышает точность измерения ( достижение точности основных величин — степени поляризации р , эллиптичности ( а /b ) угла преимущественной поляризации в 1% не составляет труда ) за счет снижения шумов при накоплении сигнала и синхронном детектировании . В каче стве примера поляриметра данного типа сошлемся на схему модуляционного поляриметра . В нем используется двухканальный поляризац и онный анализатор последовательного действия , содержащий непрерывно вращающуюся ( с угловой ск о ростью ) четвертьволновую пластинку ( = ) и призму Волластона , расщепляющую выходной лучок на две взаимно ортогональные поляризации с перемен ными во времени интенсивностями : где — угол , определяющий ориентацию анализатора — призмы Волластона , а — интенсивность линейно поляризованной составляющей . При попарной обработке обоих получаемых сигналов получим : на нулевой частоте ( по постоянному току ) s 0 =I 1 (0)+I 2 (0) , п ри детектировании на частоте второй гармонию ( f 2 =2 /2 ), при детектировании на частоте четвертой г армоники ) ( угловое положение плоскости пр е имущественных колебаний 0.5 4 , где 4 — фаза сигнала четвертой гармоники . При высокой стабил ь ности поляризации лазерного излучения измерения могут проводиться путем последовательной установки поляроида и четвертьволновой пластинки на оси пучка , замера интенсивности проходящего пучка и с о ответствующей обработки результатов аналогично обычным поляризационным измерениям. 4. ИЗМЕРЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ И КОРРЕЛЯЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Данная глава посвящена измерению наиболее спец ифичных параметров и характеристик лазе р ного излучения , непосредственно или косвенно связанных с его когерентностью . Как известно , последняя характеризуется двумя основными параметрами — временной когерентностью , то есть длительностью t цуга излучения с постоянной во времени фазой ( или длиной когерентности l=c t ), и степенью пр о странственной когерентности , определяющей степень корреляции ( синфазности ) излучения по попере ч ному сечению лазерного пучка . Естественно , что непосредственное измерение степени когерентности может осуществляться только интерференционными методами , достаточно сложными как для их пон и мания , так и для реализации ; этому и посвящен последний параграф данной главы . Более доступны эк с перименты по косвенной оценке временной когерентности путем измерения ширины линии лазерного излучения изл =1/2 t. В зависимости от абсолютного значения изл такие измерения могут проводиться как в оптическом диапазоне ( изл >10 6 Гц ), так и в радиофизическом ( при меньших значениях изл ), что будет рассмотрено соответственно в 2.2 и 2.3. Предварительно целесообразно вкратце напомнить осно в ные моменты по физике лазерной генерации , связанные с когерентностью излучения. 4.1 Влияние параметров лазера на когерентность его излучения По определению лазер — это прибор , в котором происходит усиление ( и , наиболее часто , ген е рация ) оптического излучения за счет ст имулированных переходов . Поэтому в идеальном случае лазерное излучение должно быть абсолютно когерентно , т. е . время когерентности t и , соответственно , длина когерен тности 1, а степень пространственной когерентности 1 ( или к 100%). Такой ситуации с о ответствует излучение сверхстабильного одночасто тного лазера бесконечно большой мощности . Ест е ственно , что на практике это недостижимо . Поэтому целесообразно вкратце восстановить процесс ген е рации когерентного излучения в реальном лазере. Генерация в лазере с линейным или кольцевым резонатором происходи т в первом приближении на собственных ( резонансных ) частотах последнего , так как для них обеспечиваются наименьшие потери генерируемого излучения , т. е . максимальная ( положительная ) обратная связь . В оптическом резонаторе собственные резонансные частоты mnq = рез [q+( mn /180 )], где рез =c/2L опт — часто тный интервал между собственными продольными модами резонатора в линейном резонаторе ( в кольцевом же рез =c/L опт ); q — продольный индекс ; mn — фазовые искажения для mn - й поперечной моды , определяемые геометрией резонатора. К вторичным эффектам , оказывающим незначительное влияние на частоту генерации , относятся эффекты затягивания и отталкивания частот . Однако из- за высокой добротности (Q = 0.5 / mnq 10 6 ) о п тического резонатора ( т. е . малой по сравнению с mnq ширины резонансного пика 0.5 = с /4 L опт ) о т клонение частоты генерации от собственной резонансной час тоты mn крайне незначительно и может быть обнаружено только радиофизическими методами ( см . 2.3). Гораздо сильнее на частоту генерации лазера влияют параметры активной среды : центральная частота лазерного перехода 0 =( Е в - Е н )/h ( Е в , Е н — средняя энергия верхнего и нижнего рабочих уровней соответственно , h — постоянная Планка ) и ширина спектральной линии . При этом из бесконечного ( главным образом , по продольному индексу q) набора собственных резонансных частот именно активная среда селектирует одно или несколько ( в зависимости от характера уширения лазерного перехода ) зн а чений вблизи 0 . По этой причине длина волны генерации ген = с / ген почти всех лазеров ( за исключением лазеров на растворах красителей и , в меньшей степени , полупроводниковых лазеров ) с достаточной для подавля ю щего большинства практичес ких случаев точностью однозначно определяется используемой активной средой . С другой стороны , прецизионное измерение длины волны лазерной генерации становится в настоящее время особенно актуальным , так как эталон длины (1 м ) с 1983 г . определен непосредстве нно через длину волны пяти газоразрядных лазеров , стабилизированных по частоте излучения соответств у ющей поглощающей ячейкой . Длина волны этих рекомендованных лазеров лежит в диапазоне от 0,515 мкм ( Аг + / 127 I 2 ) до 3,39 мкм (He-Ne/CH 4 ) и воспроизводится с п огрешностью от 1,3 10 -9 ( Аг + / 127 I 2 ) до 1,3 10 -10 (He-Ne/CH 4 ). Наименьшую погрешность (6 10 -10 ) воспроизведения длины волны (0.57629476027 мкм ) в видимом диапазоне обе спечивает вторая гармоника He-Ne лазера , стабилизированного по частоте п о глощающей ячейкой на парах 127 I 2 ; обе красные линии He-Ne лазера (0,6329 и 0,612 мкм ) стабилизируются с заметно меньшей воспроизводимостью : 1.1 10 -9 и 1 10 -9 соответственно. В силу вышеизложенного измерение спектральных характеристик лазерного излучения может быть разделено на три группы ( по мере нарастания разрешающей способности проводимого анализа ): 1. Измерение спектра из лучения многомодовых лазеров непрерывного действия и пикосекундных лазеров ; для этой цели вполне достаточно традиционных методов спектрометрии ( в отдельных случаях — высокой разрешающей способности ). 2. Прецизионное измерение длины волны или частоты генера ции стабилизированных по частоте лазеров , для чего применяют интерферометры Фабри- Перо и радиофизические методы " переноса " частоты от цезиевого стандарта (9192631770 Гц ) или водородного лазера (14204057518 Гц ) в оптической диапазон ( обычно He-Ne лазер с ме тановой ячейкой , ген =88376181,608 МГц ). 3. Измерение ширины полосы генерации одночастотного лазера или разности частот генерации двух однотипных частотностабилизированных лазеров , что осуществляется с помощью радиофизического метода фотобиений ( гетеродинный прием лазерного излучения ). Рассмотрим вкратце основные особенности технических средств для измерения длины волны — интерферометров и частоты — ( фото ) гетеродинов. 4.2 Интерферометры для измерения спектра лазерного излучения Специалист- оптик может исследовать спектр лазерного излучения ( с разрешением , обычно вполне достаточным для надежного различения соседних продольных мод ), наблюдая ( рис .2.1) структуру колец 7, возникающих при освещении обычного интерферометра Фабри- Перо 5 коллимированным с помощью телескопической системы 3 пучком исследуемого лазера 1. На рис .2.1 показан и ряд вспомогательных компонентов , обеспечивающих успешное функционирование данной схемы : невзаимный элемент 2 обеспечивает однонаправленное ( только слева направо ) прохождение лазерного излучения , узкополосный фильтр 4 пропускает только излучение , характерное для исследуемой лазерной генерации ; наконец , об ъ ектив 6 формирует картину интерференционных колец на расположенном на конечном расстоянии экране , что удобно для наблюдения невооруженным глазом и фоторегистрации . Визуальное наблюдение инте р ференционных колец можно вести и через бинокль или другой наблюдательный прибор. Рис .2.1. Анализ частотной структуры излучения лазера с помощью интерферометра Фабри- Перо В данной схеме длина интерферометра не должна превышать l макс =2 ген / с , где ген — ширина полосы генерации исследуемого лазера . В первом приближении ширина полосы генерации ( для бол ь шинства газовых лазеров ) равна величине неоднородного уширения неод лазерного перехода активной среды . Во втором приближении необходим учет кратности превышения усиления над потерями Х ; ген = неод . Потери интерферометра не должны превышать величины инт = +2 з = 4 l инт рез /(3...10) С , где =2 а з — остаточные потери ( симметричного ) интерферометра , а з — коэ ф фициент пропускания его зеркал ; в этом случае с помощью интерферометра можно легко определи ть количество генерируемых лазером продольных мод , следующих с шагом рез . Для анализа частот генерации поперечных мод разрешение интерферометра следует существенно повысить , достигнуть чего можно либо уменьшая полные потери инт , либо увеличивая расстояние между пластинами интерферометра . Кроме того , при анализе спектра поперечных мод существенно усложняются вопросы согласования полей лаз ера и интерферометра и их взаимной юстировки. Естественно , что непосредственное ( визуальное ) наблюдение спектра лазерного излучения пр и емлемо только для лазеров видимого диапазона . ЭОПы несколько расширяют этот диапазон в ультраф и олет ( но не далее 0.2 мкм ) и ближнюю ИК область ( но не далее 1.1 мкм ). С другой стороны , тяжело в и зуально определить соотношение мощностей отдельных мод по относительной яркости соответствующих интерференционных колец. Поэтому в настоящее время при анализе спектрального состава лаз ерного излучения в основном используют ( рис . 2.2) сканирующие интерферометры (5...7) с фотоэлектрическим приемником 10 и рег и страцией спектра лазера 1 на экране осциллографа 11, горизонтальная развертка которого синхрониз и рована с линейным перемещением одн ого из зеркал ( обычно - выходного ) интерферометра с помощью пьезокерамики 8. Если размах ( амплитуда ) колебаний зеркала 7 превышает ген /2 , то на экране осцилл о графа будет виден весь частотный диапазон интерферометра инт = с /2l инт . Существенно , что в данном варианте разрешающая способность 0.5 , определяется уже не только собственным разрешением интерферометра 0.5 , но и размером диафрагмы 9 ( перед фотоприемником ), выделяющей малую часть нулевого порядка интерфере нционной картины ( центрального кольца 7 на рис . 2.1). Узкополосный фильтр 4, как и в предыдущей схеме , уменьшает фоновую засветку. Рис . 2.2. Анализ ча стотного спектра основной ( ТЕМ 00 ) моды лазера с помощью сканирующего интерферометра со сферическими зеркалами Поскольку сканирование одного из зеркал интерферометра неизбежно приводит к его разъюст и ровке , то для обеспечения работоспособности сканирующего интерферометра обычно используют ко н фокальную геометрию ( интерферометр Конна ), а не плоские зеркала . В этом случае вопрос об отриц а тельном влиянии незначительных разъюстировок снимается , но ужесточаются требования к согласованию полей ( собственных мод ) исс ледуемого лазера и сканирующего интерферометра : вместо сравнительно простого ( афокального ) расширителя пучка телескопического типа требуется строго рассчитанная или , по крайней мере , точно установленная линза 3. В результате такого согласования устраняется перекачка энергии лазерного излучения в поперечные моды сканирующего интерферометра , частота которых при конфокальной геометрии , как известно , существенно отличается от частот основных ( ТЕМ 00 ) мод на рез /2. По мере отхода от конфокальной конфигурации фазовые искажения mn поперечных мод асим п тотически уменьшаются до величин , существенно меньших 180 в интерферометре Фабри- Перо ( с бол ь шим числом Френеля N=a 2 / L). Рис . 2.3. Развязка поляризационного типа : в верхней части рисунка — прямой ход луча , в нижней — обратный Для обеспеч е ния однонаправленного распространения иссл е дуемого излучения от лазера к сканирующему интерферометру , что исключает влияние ч а стотной характеристики интерферометра на и с следуемый лазер , между лазером и согласующей оптикой ( телеск о п ом- расширителем для интерферометра Фабри- Перо и одиночной линзой 3 для интерферометра с в о гнутым зеркалом ) ставится " развязка " 2 — невзаимный элемент поляризационного типа ( см . рис . 2.1, 2.2). Обычно он состоит из четвертьволновой пластинки /4 ( рис . 2.3), превращающей линейно поляризованное излучение ЛП верт исследуемого лазера в циркулярно поляризованный свет ЦП , и поляризационного эл е мента , установленного между лазером и этой пластинкой . Этот поляризационный элемент обычно пр е д ставляет собой пленочный поляроид , а не поляризационную призму , так как он значительно дешевле , а обеспечиваемая им степень поляризации вполне достаточна , по крайней мере при измерении частотного спектра излучения многомодовых лазеров . Четвертьволновая п ластинка в данном случае также может быть простейшего типа — из слюды , следует только помнить , что такой простейший вариант пластинки /4 не обладает широкой спектральной областью из- за большой дисперсии показателей преломлени я n 0 и n e слюды . В результате слюдяная пластинка /4 может использоваться практически только для одной л а зерной длины волны ( в данном случае для 0.63; 3.39; 1.15; 0.49; 0.52 мкм и т. п .). Ахроматизированные пластинки из кристал лических материалов обеспечивают нормальное функционирование по крайней мере в пределах спектрального диапазона зеркал интерферометра ( 0.1 0 ), однако их стоимость и деф и цитность существенно выше. Функционирование такого простейшего невзаимного элемента достаточно элементарно : линейно поляризованное излучение ЛП верт исследуемого лазера без потерь проходит через поляроид , сориентир о ванный соответствующим образом ( выполняющий в прямом ходе пучка функцию поляризатора По ), и пластинку /4, превращается в циркулярно поляризованный свет ЦП , взаимодействующий с интерфер о метром . Отраженное им излучение ( в случае скани рующего интерферометра оно переменно во времени ) вновь проходит пластинку /4, превращаясь опять в линейно поляризованное , плоскость поляризации ЛП гор которого , однако , ортогональна исходной , так как пластинка /2 ( /4+ /4= /2) приводит к повороту плоскости поляризации на 90 . Естественно , что поляроид , выполняющий при обратном хо де лучей роль анализатора Ан , задерживает отраженные от интерферометра пучки . Очевидно , что невзаимный элемент поляризационного типа нормально функционирует лишь в том случае , если интерферометр и согласующая оптика не изменяют состояния поляризации отраже нных пучков. Более эффективную развязку обеспечивают кольцевые ( сканирующие ) интерферометры , в кот о рых отраженный пучок ( рис .2.4) обычно ( в трехзеркальном интерферометре ) идет под углом 60 . Однако кольцевые сканирующие интерф ерометры ( в том числе коммерческие ) обладают определенной поляр и зационной анизотропией собственных мод , связанной в данном случае с поляризационной анизотропией зеркальных покрытий . Предпочтительнее использовать перпендикулярную ориентацию плоскостей п о ляр изации пучка и кольцевого интерферометра. Рис .2.4. Схема кольцевого сканирующего интерферометра : ПК — пьезокерамика , на которую подается пилообразно е напряжение U ск (t) Типичной геометрией кольцевого сканирующего интерферометра является п о чти плоскопараллельный р е зонатор , образованный одним вогнутым (R 1 м ) и двумя плоскими зеркалами , расп о ложенными в углах правил ь ного тр еугольника со стор о нами l 1 =l 2 =l 3 =0.1 м . Соотношение R/l 10 обесп е чивает компромисс между допусками на разъюстировку интерферометра при сканир о вании одного из зеркал , то ч ностью согласования оптич е ских осей лазерного пучка и инт ерферометра , а также в ы сокоэффективной селекцией в нем поперечных мод при реальных ( поперечных ) размерах лазерного пучка. Оценим разрешающую способность интерферометров , понимая под этим полуширину ( ширину на полувысоте ) его резонансного пика 0.5 = с /4 L опт для типичной длины L опт =0.1 м . Очевидно , что в этом случае 0.5 определяется суммарными потерями , которые в основном ( при точной юстировке ) состоят из потерь в диэлектрических зеркалах ; последние при испол ьзовании современной технологии обеспечивают зер 0.1%. В результате получим 0.5 0.1%. Такого разрешения вполне достаточно для надежного различения продольных ( аксиальных ) мод метрового лазера ( рез 150 МГц ), а также для анализа спектра мод высших порядков в квазиконфокальном резонаторе и на малых числах Френеля (N 1) — в плоскопараллельном резонаторе . Однако такая разрешающая способность не достаточна при изучении спектра поперечных мод обычных лазеров с плоско параллельными ( и близкими к ним почти плоскоп а раллельными ) резонаторами и в ряде других случаев. Дальнейшего повышения разрешающей способности можно достичь , используя принципиально отличные от методов оптической спектрометрии радиофизические способы. 4.3 Измерение частоты лазерного излучения методом фотобиений Данный метод , часто называемый методом фотогетеродинного приема оптического излучения , обладает гораздо большей частотой и разрешающей способностью , по крайней мере до долей герц , что и является его основным преимуществом перед интерференционными измерениями . С другой стороны , как всякий косвенный способ ( в данном случае , как показано ниже , осуществляется перенос частоты лазерного излучения в область радио - и даже звуковых частот ) метод фотобиений тре бует грамотной интерпретации получаемых результатов с учетом специфики преобразования информации. Ограничимся рассмотрением простейшего аналитического случая — фотобиений двух ког е рентных излучений с частотами 1 и 2 , описываемых амплитудами электрической составляющей эле к тромагнитного поля и . Если два таких пучка направить на какой- либо фотоприемник , то в соответствии с законом Столетова его фототок i(t) будет прямо пропорционален интенсивности светового потока Ввиду ограниченной полосы частот фотоприемника фототоки , вызываемые тремя последними составляющими суммарного потока ( с частотами , соответственно , 1 + 2 , 2 1 и 2 2 ) не могут быть зарег и стрированы ; два первых слагаемых ( ) образуют постоянн ую составляющую , которая и рег и стрируется при обычной фотоэлектрической регистрации световых потоков . Наиболее информативным в интересующем нас аспекте является третье слагаемое , содержащее полную информацию о часто т но- фазовых соотношениях обоих световых пучков. Рассмотренная выше ситуация используется на практике только для анализа частотно- фазовых соотношений в пучках двух о дночастотных лазеров ( обычно стабилизированных по частоте ) или излуч е ния двухчастотных лазеров. Ввиду весьма ограниченного распространения лазеров последнего типа сосредоточим внимание на применении метода фотобиений для анализа особенностей спектра излуче ния одночастотного лазера . Для этого необходим второй лазер — гетеродин , стабильность частоты 2 и амплитуды Е 2 излучения которого существенно выше , чем исследуемого . При этом условии спектр фототока разностной частоты , наблюд аемый на экране стандартного низкочастотного радиоэлектронного спектроанализатора , прямо пропорционален спектру исследуемого лазера . Естественно , что аналогичный результат получится в сл у чае обычной , а не фотогетеродинной регистрации исследуемого потока фо топриемником . При этом , о д нако , на исследуемый сигнал ( продетектированный фотоприемником спектр исследуемого излучения ) будут наложены низкочастотные ( а потому очень большие ) шумы самого фотоприемника и электронного тракта . Фотогетеродинирование переносит исследуемый сигнал в область разностной частоты ( 1 - 2 ), где электронные шумы значительно меньше , что и позволяет более точно анализировать исследуемое изл у чение . Нестабильность излучения гетерод инного лазера приводит к дополнительному ( ложному ) ушир е нию исследуемого спектра из- за свертки со спектром гетеродина. Таким образом , рабочий диапазон частот фотогетеродинного метода сверху ограничен эле к тронным трактом ( включая , разумеется , фотоприемник ) и обычно не превышает нескольких сотен мег а герц , а снизу - нестабильностью частоты ( и амплитуды ) лазера- гетеродина , минимальная величина которой ( за время анализа спектра ) 10 2 Гц. Предельные возможности гетеродинного метода б ыли реализованы при исследовании нест а бильности частоты генерации одночастотного эталона длины волны 3,39 мкм на He-Ne лазере , стабил и зированном по пику Лэмба от внутренней поглощающей ячейки с метаном : в зависимости от физической природы отдельные составл яющие нестабильности колебались в пределах 10...40 Гц . В результате этого рассматриваемый метод не позволяет непосредственно исследовать и измерить предельную ширину спектральной линии излучения одночастотного стабилизированного лазера , которая представляе т как теоретический , так и существенный практический интерес. Для прецизионного анализа спектра одночастотного лазерного излучения обычно используют две модификации фотогетеродинного метода . Простейшая из них — гомодинный прием — заключается в анализе фото биений между всеми компонентами ( друг с другом ) в спектре излучения одночастотного лазера . Такой прием обладает двумя недостатками : результат наблюдается на нулевой ( центральной ) частоте , т. е . сильно зашумлен ; кроме того , на экране спектроанализатора получ ается не сам спектр , а его автокорреляция , что необходимо учитывать при интерпретировании полученных результатов . Так , но р мальное распределение ( гауссоида ) уширится в раз , а лоренцева линия — в 2 раза , правда , без изм е нения формы линии. ВВЕДЕНИЕ П олучение достоверных результатов измерений как самих параметров лазеров , так и выходных характеристик лазерных приборов и систем имеет свою специфику , поскольку лазер ное излучение характеризуется некоторыми особенностями : широким спектральным (0,2 мм ...1 мм ) и динамическим диапазоном (120...200 дБ ), малой длительностью импульсов (до 0.1 пс ), высокой пло т ностью мощности (до 10 9 Вт /см 2 ), энергии и т.п . Система характерис тик и параметров ров лазеров и лазерного излучения лазерных приборов установлена ГОСТ 15093-75, ГОСТ 24453-80 и ГОСТ 23778-79, в соответствии с которыми осуществляется контроль изделий лазерной техники на этапе выпуска продукции и при их эксплуатации (таб л .1). Таблица C Параметр , характер и стика Единица измерения Определение Обозн а че-ние Энергетические параметры и характеристики Энергия Дж Энергия , переносимая лазерным излуч е нием W Мощность Вт Энергия , переносимая лазерным из луч е нием в единицу времени P Интенсивность Величина , пропорциональная квадрату амплитуды электромагнитного колебания J Спектральная плотность энергии (мощность ) Дж Гц -1 Вт Гц -1 W , W (P ,P ) Средняя мощность и м пульса Вт P u,ср Максимальная мощность импульса Вт P u, max Спектральные параметры и характеристики Длина волны Частота Ширина спектральной линии Степень хроматичности / / Пространственно-временные параметры и характеристики Диаграмма направле н ности Угловое распределение энергии или мощности лазерного излучения Диаметр пучка м Диаметр поперечного сечения пучка л а зерного излучения , внутри которого пр о ходит заданная доля энергии или мощн о сти лазера d Расходимость рад, ср Плоский или телесный угол , характер и зующий ширину диаграммы направле н ности лазерного излучения в дальней зоне по заданному уровню углового распред е ления энергии или мощности лазерного излучения , определяемому по отношению к его максимальному значению Q P Энергетическа я расх о димость рад, ср Плоский или телесный угол , внутри кот о рого распространяется заданная доля энергии или мощности лазерного излуч е ния S Относительное распр е деление плотности эне р гии (мощности ) Распределение плотности э нергии (мо щ ности ) излучения по сечению лазерного пучка , нормированное относительно ма к симального значения плотности энергии (мощности ) W,P , W,S Частота повторения и м пульсов Гц Отношени числла им пульсов лазерного излучения ко времени F Длительность импульсов с u Параметры когерентности Степень пространстве н но-временной когерен т ности Модуль комплексной степени простра н ственно-временной когерентности при фиксирова нных координатах точки в пр о странстве и времени , равный : , где 0 12 ( ) 1, 12 ( ) — функция взаимной когерентности, 11 ( ), 22 ( ) — функции взаимной когерентности для точек пр о странства с радиус-векторами r 1, r 2 соо т ветственно при =0 12 ( ) Степень пространстве н ной когерентнсти Модуль комплексной степени временной когерентности для фиксированной точки пространства , равный , где 12 ( ) — функция пространственной когерентности 12 (О ) Степень временной к о герентности Модуль комплексной степени временной когерентности для фиксированной точки пространства , равный , где Г 11 ( ) — функция взаимной когерентности для точки пространства с радиусом-векторм r 1 11 ( ) Время когерентности с Минимальное запаздывание , для которого степень временной когерентности прин и мает значение равное нулю Длина когерентности м Произведение времени когерентности на скорость электром агнитного излучения в вакууме К Параметры поляризации Плоскость поляризации Плоскость , проходящая через направление распространения лине й но-поляризованного лазерного излучения и направление его электрического вектора Элли птичность поляр и зованного лазерного излучения Отношение малой полуоси эллипса , по которому поляризовано лазерное излуч е ние к его большой полуоси Степень поляризации Отношение интенсивности поляризова н ной составляющей лазерного излучения к полной его ин тенсивности 5. ИЗМЕРЕНИЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Для измерения энергетических параметров лазерного излучения могут испол ь зоваться самые разнообразные методы , основанные на различных физических и хим и ческих эффектах взаимодействия лазерного излучения с веществом , последнее может находиться в любом агрегатном состоянии . Однако наиболее широкое распространение получили методы , основанные на преобразовании энергии лазерного излучения в те п ловую энергию (тепловой метод ) и в энергию электрического тока (фотоэлектрический и пироэлектрический методы ). Реже применяется пондеремоторный метод , основанный на преобразовании энергии лазерного излучения в механическую энергию. 5.1 Измерение мощности и энергии лазерного излучения Сущ ествующие средства измерения (СИ ) энергетических параметров лазерного излучения содержат приемный (первичный ) измерительный преобразователь (ПИП ), измерительное устройство , а также отсчетное , или регистрирующее устройство . В ПИП энергия лазерного излучени я преобразуется в тепловую или в механическую энергию или в электрический сигнал , доступные для дальнейшего преобразования и измерения. Различают ПИП поглощающего и проходного типа . В преобразователях погл о щающего типа поступающая на вход энергия лазерного излучения почти полностью поглощается и рассеивается в нем . В преобразователях проходного типа рассеивается лишь часть поступившей на вход энергии излучения (как правило небольшая ), а большая чисть изучения проходит через преобразователь и может быть испо л ьзована для тр е буемых целей. Измерительное устройство включает преобразовательные элементы и измер и тельную цель . Их назначение — преобразование выходного сигнала ПИП в сигнал , п о даваемый на отсчетное или регистрирующее устройство . Отсчетное или регистриру ю щее устройство служит для считывания или регистрации значения измеряемой величины в аналоговой или цифровой форме. Обычно ПИП конструктивно выполняется в виде отдельного блока , называемого измерительной головкой , а измерительное и отсчетное устройства — в виде измер и тельного блока . В измерительный блок могут быть включены дополнительные устро й ства , например цепи коррекции дрейфа нуля , температурной и электрической стабил и зации и др. 5.1.1 Тепловой метод Сущность этого метода состоит в том , что энергия излуч ения при взаимодействии с веществом приемного преобразователя превращается в тепловую энергию , которая впоследствии измеряется тем или иным способом . Для измерения тепловой энергии , выделившейся в ПИП , обычно используют : — термоэлектрический эффект Зеебека (возникновение ТЭДС между нагретым и х о лодным спаями двух разнородных металлов или полупроводников ); — явление изменения сопротивления металлов и полупроводников при изменении те м пературы (болометрический эффект ); фазовые переходы "твердое тело-жидкость " (л ед-вода ); — эффект линейного или объемного расширения веществ при нагревании и др. Необходимо отметить , что все тепловые ПИП в принципе являются калориме т рами . Однако в литературе сформировались устойчивые названия ПИП , ассоциируемые обычно с некоторой сово купностью характерных признаков , свойственных приемным преобразователям определенных типов (термоэлементы , болометры , пироприемники и пр . ) . Наиболее широкое распространение для измерения таких усредняемых во вр е мени энергетических параметров лазерного из лучения , как энергия и средняя мощность , получили калориметры . Они имеют достаточно конструктивно развитый приемный элемент , не объединенный с чувствительным элементом . К достоинствам калориметров относятся широкий спектральный и динамический диапазон раб о ты , высокая лине й ность , точность и стабильность характеристик , простота конструкции , возможность их использования с высокоточными , хотя и инерционными цифровыми приборами , во з можность калибровки преобразователей по эквивалентному электрическому возде й ствию. Любая калориметрическая система (рис .1.1) содержит внутреннее калориметр и ческое тело К (приемный элемент ), в котором протекает процесс выделения (или п о глощения ) тепла , и внешнюю оболочку О , с которой происходит теплообмен калор и метрического тела путем т еплопроводности , конвекции и излучения. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . A Принципиальная схема калориметра Тепловой поток Д от калориметрич еского тела на оболочку зависит главным образом от разности температур их поверхностей Ф =G T (T k -T o ) , где G T — параметр , характериз у ющий тепловую проводимость cреды между калориметрическим телом и оболочкой . Часто теплообмен между K и O характеризуют также обратной величиной R T =1/G T , имеющей смысл теплового сопротивления среды . Наиболее ш и рокое распространение для измерения таких усредненных во времени энергетических пар а метров лазерного изучения , как энергия и сре д няя мощность , получили калориметры пер е менн ой температуры (или неизотермические калориметры ), у которых в процессе измерения Т K =f(t) const . Уравнение теплового равновесия калориметрического тела K с оболочкой О в таком калориметре в предположении бесконечной температур опроводности вещества K имеет вид : (1.1) где P(t) — мощность , рассеиваемая в калориметре ; c — теплоемкость K : T=T K -T O У непрерывных лазеров характерным энергетическим параметром , который указывается в паспорте , является мощность лазера P . У лазеров , работающих в режиме свободной генерации одиночных импульсов лазерного излучения , обычно нормируется энергия импульса W u . Лазеры , работающие в режи ме модуляции добротности резонатора и в режиме синхронизации мод , обычно характеризуются значением W u и дополн и тельно значением максимальной P Umax или средней P Uср мощности импульса . Импул ь сно-периодические лазеры характеризуются средней мощностью P ср со в ременем усреднения , значительно превышающим период следования импульсов. В соответствии с этим рассмотрим некоторые частные решения дифференц и ального уравнения (1.1). 1. Мощность , рассеиваемая а калориметре , не изменяется во времени , т.е . P(t)=P O =const . То гда (1.2) где =R T C постоянная времени калориметра . Максимальное значение Т (t) достигается при t и равно T max =R T P O . 2. Мощность в калориметре выделяется в виде периодической последовательн о сти прямоугольных импульсов : P O , u и q — импульсная мощность , длит ельность и скважность импульсов соответственно . Можно показать , что в этом случае для значений параметров лазерного излучения , наиболее часто встречающихся на практике , (1.3) 3. В калориметре рассеивается энергия одиночного прямоугольного импульса . Температура калориметрического тела в этом случае изменяется во времени следующим образом : (1.4) при 0 t u при u t< Максимальное значение Т (t) достигается при t= u и равно T max = B R T W u (W u =P O u импульса ; д -- постоянная калориметра ) . Перечисленные частные случаи описывают три основных режима работы калориметрических преобразователей пер е менной температуры : режим измерения мощности непрерывных лазеров , средней мощн ости импульсно-периодический лазеров и режим измерения энергии одиночных лазерных импульсов. В рассматриваемых калориметрах наибольшее распространение получили тве р дотельные приемные измерительные преобразователи . Такие ПИП часто изготавливают в виде полос тей — полого конуса , сферы с отверстием , полого цилиндра , а также ко м бинацией этих элементов . За счет использовать эффекта многократных переотражений излучения внутри полости удается увеличить коэффициент поглощения приемного преобразователя и тем самым ра сширить рабочий диапазон длин волн , а также увел и чить верхний предел измерения мощности и энергии лазерного излучения. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . B Упр о щенная конструкция калориметрич е ского ПИП прибора ИМО -2 В качестве примера на рис .1.2 изображен ПИП прибора ИМО -2, серийно в ы пускаемого отечественной промышленностью для измерения средней мощности и энергии импульсов лазерного излучения . Здесь приемный элемент 1 выполнен в виде медного конуса со встроенным электрическим нагревателем для градуировки , причем на его приемную поверхность нанесено поглоща ю щее покрытие , В качестве чувствительного элемента 2 применена медно- константановая термобатарея , содержащая более 2000 терм о пар , равномерно распределенных между наружной поверхностью приемного элемента и поверхностью пассивной теплоемкой об о лочки 3 калориметра . Термобатарею получают путем меднения полувитков спирали прям о у гольного сечения из константановой — проволоки . Такие элементы не требуют включения в состав ПИП источников питания , так как их выходной величиной является термо-ЭДС , возникающая между холодным и нагретым спаями разнородных металлов и полупроводников . Бо л ьшое количество термопар в составе термобатареи повышает чувствительность таких ПИП. Измерительная головка ИМ 0-2 содержит две одинаковые калориметрические секции с ПИП , которые находятся внутри пассивного термостата , образованного то л стостенным медным кор пусом и кожухом измерительной головки . Для уменьшения нестабильности ПИП термобатареи включены последовательно навстречу друг другу , что позволяет исключить влияние температуры окружающей среды . Измерительной блок содержит стабильный усилитель постоянного тока для усиления сигнала с выхода термопреобразователя , стабилизированный источник постоянного напряжения для проверки сохранности градуировочной характеристики прибора в процессе эксплуат а ции , цепи коммутации и регулировки коэффициента усиления УПТ и ана логовое о т счетное устройство. Для расширения верхнего предела измерения мощности непрерывного лазерного излучения в комплекте прибора имеется ослабитель. Основные технические характеристики прибора ИМО -2 и некоторых других тепловых средств измерений мощнос ти и энергии лазерного излучения , серийно в ы пускаемых промышленностью , приведены в табл . 2. В приборе ИКТ имеется также конический элемент , который обладает более высокой стойкостью к лазерному излучению в вследствие того , что на его конический приемный э лемент действует лазерное излучение , прошедшее рассеивающий матир о ванный сапфировый элемент . В результате этого излучение распределяется по всей приемной поверхности и плотность его снижается . В качестве чувствительного элемента здесь используется термомет р сопротивления , выходной величиной которого является изменение электрического сопротивления ПИП под действием изменения температуры приемного элемента , возникающего при поглощении падающего излучения . Поэтому в состав таких ПИП должен входить источник пи т ания . Измерительная головка ИКТ , так же как и в ИМ 0-2, содержит два одинаковых ПИП с термометрами сопротивления , включенных в плечи моста постоянного тока. Примером ПИП проходного типа может служить малоинерционный проволо ч ный болометрический измеритель ср едней мощности излучения (рис .1.3). Такой ПИП выполнен в виде двух редких решеток из тонких металлических проволок , перекр ы вающих все сечение пучка излучения и соединенных последовательно . Принцип работы преобразователя основан на болометрическом эффекте , возникающем при частичном поглощении проходящего через решетки лазерного излучения. Для редкой двойной решетки , если ее период значительно превышает диаметр d проволоки , полные потери оптического излучения , включающие потери на отражение , дифракцию и поглощение в элементах решетки , не превышают 4 d/ . Наиболее подх о дящими материалами для проволок являются платина , золото и никель , которые обл а дают высокой механической прочностью и технологической пр остотой изготовления решеток с малым диаметром d и большим периодом . Таблица D № п /п Наим е но-вание Тип ПИП Рабочий диап а зон длин волн , мкм Диапазон измерения мощно сти энергии Вт Дж Время одного измер е ния для мощности Время уст а новл е ния пок а зания Ди а пазон дл и тел ь ностей изм е ря е мых и м пул ь сов , с Ди а пазон и з м е ря е мых ди а ме т ров пу ч ков , мм О с новная п о гре ш ность изм е рения , % Вид инд и кации 1 ОСИСМ — образцовое сре дство измерений средней мощности Термо электрич е ский 0.4 - 12 10 -3 - 10 2 2.5 мин 4 10 P =1 3 Цифровой 2 ОИМ -1-1 — образцовый измеритель мощности излучения (80 кг ) То же 0.3 - 3.5 10 -3 - 10 -1 8 мин 3 8 P =1 Стрелочный 3 ИМО -2-2М — обра з цовый измритель мощности и энергии лазерного излучения То же 0.4 - 10.6 10 -2 - 10 2 10 -1 - 10 3 мин 5 с / 2 ми н 2 10 -4 - 10 -3 4 12 P =1 3 E =3 4 Цифровой 4 ИМО -2 — измеритель сред ней мощности и энергии лазерных импульсов Термоэле к трический 0.33 -10.6 5 10 -3 - 10 2 3 10 -3 - 10 2.5 мин 8 c / 2 мин 10 -4 - 10 -3 4 12 P =5 8 E =7 22 Стрелочный 5 МК 3 - 18А — ваттметр поглоща е мой мо щ ности к а лориметрический Болометр и ческий 0.4 - 3.5 5 10 -4 - 10 -2 10 -3 - 0.3 10 с 20 с / 30 с 10 -8 - 10 -3 10 P,E =10 20 Стрелочный 6 МЗ - 24 — измеритель мощности калориме т рический То же 0.4 - 3.5 10 -3 - 10 10 -2 -10 10 c 10 c / 20 c 10 -8 - 10 -3 20 P =5 12 E =5 22 Стрелочный 7 ПВ - 1 — пироэле к трический ваттметр Пироэле к трический 0.4 - 10.6 10 -4 - 10 2 10 c 2 23 P =10 20 Стрелочный 8 ФПМ -01 — фотометр переносной малогаб а ритный для импульсных и непр е рывных лазеров Фотоэле к три ческий 0.4 -1.06 10 -7 - 10 -1 10 -8 - 0.05 1 c / 1 c 2 10 -4 - 10 -2 2 14 P =15 E =10 20 Цифровой 9 ФПМ -02 — то же для импульсных лазе ров (модиф и кация ФПМ - 01) Фотоэле к трический 0.53 - 1.06 510 -9 - 10 -3 1 c / 1 c 10 -8 - 10 -7 2 14 E =20 Цифровой 10 ОСИЭ — образцовое средство измерения энергии Термоэле к трический 0.5 - 10.6 2 10 -2 -10 5 c / 4.5 мин 10 -8 - 10 -3 4 15 E =4 Цифровой 11 ИКТ - 1Н - измеритель калориме т рический тверд о тельный То же 0.4 - 4.0 5 10 -2 - 10 3 10 c / 8 мин 10 -8 - 10 -3 4 45 E =22 Стрелочный Так , например , из платиновых нитей диаметром 3… 5 мкм можно изготовить решетки с поперечным размером более 10 см и периодом 1 мм . В это м случае общие потери но превышают 4 5 10 -3 =0.02, а коэффициент пропускания приемного измер и тельного преобразователя достигает 98%. Постоянная времени прибора не превышает 10 -3 с. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . C Функц и ональная схема малоинерционного болометрического измерителя мощности лазерн ого излучения проходного типа Если в ПИП чувствительным элементом является термометр сопротивления , к о торый непосредственно воспринимает оптическое излучение и в нем отсутствует ко н структивно развитый приемный элемент , то такой ПИП традиционно называют бол о метром , а в качестве термометра сопротивления могут использоваться не только проволочные проводники , а и пленочные . Приемно-чувствителльные элементы этих приборов часто помещают в вакуумированную оболочку И тогда их называют вакуу м ными . Глубокоохлаждаемые болометры , работающие при температурах жидкого азота и гелия , используют для измерения сверхмалых потоков излучения (эквивалентную мощность шума можно снизить до 10 -14 Вт Гц -1/2 ) либо при стремлении достичь макс и маль ного быстродействия (субнаносекундный диапазон ) . Калориметры , в которых тепловые процессы не приводят к изменению темпер а туры калориметрического тела (т.е . Т K =T O =const ), ю называются изотермическими к а лориметрами , или калориметрами постоянной температуры. Принцип действия таких калориметров основан либо на использовании эффектов фазового перехода вещества и состоит в измерении количества калориметрического вещества (льда ), перешедшего под действием поглощенной энергии лазерного излучения в другую фазу (во д у ) при темп е ратуре существования фазового перехода (0 ) (калориметры с фазовым переходом ), либо на эффекте компенсации в самом калориметре выделенного излучением тепла за счет теплового эффекта с противоположным знако м (компенсационные калориметры и к а лориметры с предварительным подогревом ). Следует отметить , что на практике такие приборы используются редко , за исключением калориметров с предварительным п о догревом . В этих приборах калориметрическое тело предварительно (до поступления и ПИП измеряемого излучения ) подогревается до некоторой стационарной температуры , превышающей температуру окружающей среды . При подаче лазерного излучения мощность подогрева вручную или автоматически уменьшают ты , чтобы температура калорим е трического тела оставалась прежней . Поглощенная ч в калориметре мощность в этом случае равна изменению мощности подогрева . По такому принципу работает образцовый измеритель мощности лазерного излучения ОИМ -1-1, у которого мощность подогрева уменьшается вр у чную. Принцип работы пироэлектрических ПИП основан на использовании пироэле к трического эффекта , наблюдаемого у ряда нецентросимметричных кристаллов при их облучении и проявляющегося в возникновении разрядов на гранях кристалла , перпе н дикулярных особенной п олярной оси . Если изготовить небольшой конденсатор и между его обкладками поместить пироэлектрик , то изменения температуры , обусловленные поглощением излучении , будут проявляться в виде изменения заряда этого конденсатора и могут быть зарегистрированы . Вх о дное сопротивление пироэлектрического прие м ника является почти чисто емкостным . Поэтому сигнал на его выходе может появиться только при переменном входном сигнале , что вызывает необходимость модуляции и з лучения при измерении пироприемником излучения. Выход ной сигнал пироэлектрических ПИП пропорционален скорости изменения среднего прироста температуры d( T)/dt чувствительного элемента , а не величине T , не на которую реагируют тепловой приемники . След ствием этого является высокое быс т родействие приемников (до 10 -8 ), в также высокая их чувствительность (10 -7 … 10 -8 Дж ), большой динамический диапазон работы (10 -8 … 10 Дж ) и широкий спектральный ди а пазон (0.4… 10.6 мкм ). Конструктивно чувствительный элемент пир оприемника не о т личается от колориметрических ПИП (см . рис . 1.2), за исключением самого чувств и тельного элемента 2 , выполненного из пироэлектрика . Среди промышленных разработок измерения малых (до 10 -9 Вт /см 2 ) и сверхмалых (до 10 -12 Вт /см 2 ) потоков излучени я наибольшее применение нашли пироэлектрические преемники на основе титаната бария , триглинсульфата и на основе керамики цирконат-титанат бария . Чу в ствительные элементы таких ПИП представляют собой плоскопараллельную пластину толщиной 20… 100 мкм с нанесенн ыми на обе стороны электродами . На облучаемую сторону пластины наносят поглощающее покрытие либо его роль выполняет полупр о зрачный электрод . С помощью сравнительно несложной технологии чувствительные элементы можно изготавливать достаточно сложной формы с размерами приемной площадки от 10 -4 до 10 6 . Обладая рядом преимуществ перед тепловыми преобразователями , пирозле к трические ПИП находят все более широкое применение для измерения энергетических и пространственно-энергетических параметров лазерного излучения. 5.1.2 Фотоэлектрический метод. Фотоэлектрический метод измерения энергетических параметров лазерного и з лучения основан на переходе носителей заряда под действием фотонов измеряемого излучения на более высокие энергетические уровни . В качестве фотоэлектр ических ПИП используют фотоприемники (ФП ), которые делятся на две группы : с внешним и вну т ренним фотоэффектом . Внешний заключается в испускании электронов под действием фотонов в вакуум , внутренний — в переходе электронов из связанного состояния под действ ием фотонов в свободное , т.е . в возбужденное состояние внутри материала . В обоих случаях переход происходит при поглощении веществом отдельных квантов и з лучения , поэтому ФП являются квантовыми приборами . Энергия электромагнитного излучения в них непосредст венно превращается в электрическую , которую затем изм е ряют . Выходной электрический сигнал ФП зависит не от мощности падающего изл у чения , а от количества квантов излучения и энергии каждого кванта. Общее выражение преобразования входного оптического сигнала в выходной электрический сигнал , осуществляемого фотоэлектрическим ПИП , можно записать в следующем виде : I=I ФП +I Т =S P+I T (1.5) где I — полный ток , протекающий через ФП , А ; I ФП — ток через ФП , вызванный п а дающим потоком излучения , А ; I Т — темновой ток , А ; S — спектральный коэффициент преобразования , или абсолютная спектральная чувствительность ФП , А /Вт ; P — мо щ ность падающего на ФП излучения, Вт . Ниже кратко рассмо трены основные фотоэлектрические преобразователи , пр и меняемые в средствах измерения мощности и энергии лазерного излучения. Фотопреобразователи с внешним фотоэффектом . Энергия фотоэлектронов , и с пущенных с поверхности катода под действием электромагнитного излучения , опред е ляется выражением : W=h - (1.6) где — частота излучения , Гц ; h — постоянная Планка , ( h =6.63 10 -34 Дж с ); — п о стоянная зависящая от природы материала фотокатода . Испускание электронов имеет место лишь в том случае , когда h > = h О , где О — пороговая частота , ниже которой фотоэффект невозможен . Длину волны О =с / О называют длинноволновой (красной ) границей фотоэффекта . Обычно коро тковолновая граница фотопреобразователя огр а ничивается пропусканием входного окна ПИП. К фотоприемникам на основе внешнего фотоэффекта относятся вакуумные пр и боры : фотоэлементы (ФЭ ) и фотоэлектронные умножители, Спектральный диапазон вакуумных ФП зависит о т материала фотокатода . В настоящее время выпускаемые промышленностью ФЭ и ФЭУ перекрывают диапазон от УФ (0.16 мкм ) до ближнего ИК излучения (1,2 мкм — для серебр я но-кислородно-цезиевого катода ). Абсолютная спектральная чувствительность ФЭ определяется сл едующим образом : S =Q ЭФ /1.24 (1.7) где Q ЭФ — эффективный квантовый выход , — длина волны излучения , мкм , S мен я ется в зависимости от типа и конструкции прибора (10 -3 … 10 -1 мА /Вт ). Динамический диапазон , в котором сохраняется линейность преобразования оптического сигнала в электрический , для ФЭ сравнительно большой . Нижний предел ограничен шумами и темнов ым током ФЭ , верхний — влиянием пространственного заряда и продольным сопротивлением фотокатода , В режиме непрерывного облучения нижний предел может достигать 10 -14 А , верхний не превышает 10 -4 А . В импульсном режиме верхний предел может быть увеличен до д есятков ампер. Шумы и темновые токи ФЭ сравнительно невелики , однако из-за низкой чу в ствительности ФЭ нецелесообразно применять их для измерения малых уровней опт и ческих сигналов. Современные сильноточные временные ФЭ позволяют получать время нараст а ния пе реходной характеристики (между уровнями 0.1 и 0.9 от максимального значения ) порядка 10 -10 с. ФЭУ обладают высокой чувствительностью благодаря наличию умножительной (диодной ) системы . Если коэффициент вторичной эмиссии i-го диода i , коэффициент сбора электронов i , а m — число каскадов усиления , то коэффициент усиления ФЭУ : (1.8) абсолютная спектральная чувствительность ФЭУ : S = S k M где абсолютная спектральная чувствительность фот окатода ФЭУ , определяемая аналогично по формуле (1.7). Чувствительность ФЭУ может достигать 10 5 А /Вт в максимуме спектральной характеристики . В обычных ФЭУ линейность сохраняется до десятков миллиампер , у современных сильното чных — до единиц ампер. При измерениях оптических сигналов большой мощности можно увеличить диапазон линейности ФЭУ для больших потоков частично используя динодную систему и снимая сигнал с промежуточных динодов . Нижний предел динамического диапазона огра ничен шумами и темновыми токами ФЭУ , которые обычно составляют 10 -11 … 10 -5 А . Быстродействие современных ФЭУ лежит в пределах 30...1 нс (1н =10 -9 с ). К ФП на основе внутреннего фотоэффекта относятся фоторезисторы , фотодиоды , фототранзисторы , МДП-фотоприемник и и другие полупроводниковые ФП . Для изм е рения энергетических параметров излучения наиболее широкое распространение п о лучили фотодиоды (ФД ) и фоторезисторы (ФР ). Действие ФР основано на явлении фотопроводимости , заключающемся в во з никновении свободных носи телей заряда в некоторых полупроводниках и диэлектриках при падении на них оптического излучения . Фотопроводимость приводит к уменьш е нию электрического сопротивления и соответственно к увеличению тока , протекающего через фоторезистор. Общее выражение для а бсолютной спектральной чувствительности ФР может быть представлено в виде : (1.10) где e — заряд электрона ; V — объем освещенности части полупроводника ; Q — к ва н товый выход внутреннего фотоэффекта ; — подвижность фотоносителей ; — время жизни фотоносителей ; l — расстояние между контактами ; u — напряжение , прил о женное к ФР. ФР различных типов перекрыв ают широкий спектральный диапазон (0.4… 25 мкм ); большинство из них требует охлаждения до температуры жидкого азота или жидкого гелия , что вызывает дополнительные трудности при их использовании в и з мерительной аппаратуре в качестве ПИП . Кроме того , они облад ают большей инерц и онностью и невысокой чувствительностью , что также ограничивает их применение для измерений энергетических параметров лазерного излучения. Наиболее широкое использование для этих целей имеют германиевые и кре м ниевые фотодиоды . Возникающие под действием излучения неосновные носители диффундируют через p-n- переход и ослабляют электрическое поле последнего , что приводит к изменению электрического тока в цепи . Фототок в широких пределах л и нейно зависит от интенсивности падающего излучения и пра ктически не зависит от напряжения смещения . Для измерения энергетических параметров излучения обычно используют фотодиодный режим (с питанием ), так как при этом диапазон линейности и быстродействие гораздо больше , чем в фотовольтаическом режиме (без питан и я ). Важное значение для работы всех ФП имеет согласование с электронной схемой. Абсолютная спектральная чувствительность ФД : S = Q (1- )/1.24 (1.11) где — коэффициент пропускания окна прибора ; — коэффиц иент собирания носителей ; Q — квантовый выход ; — длина волны излучения ; — коэффициент отражения. В рабочем спектральном диапазоне абсолютная спектральная чувствительность составляет десятые до ли А /Вт . Область спектральной чувствительности кремниевых фотодиодов составляет 0.4… 1.2 мкм (максимум около 0,85 мкм ), германиевых — 0.3… 1.8 мкм (максимум в области 1,5 мкм ). Такие ПИП не требуют охлаждения . Те м новые токи у кремниевых ФД примерно на порядо к ниже , чем у германиевых и дост и гают 10 -5 … 10 -7 А , а при специальной технологии изготовления — 10 -9 … 10 -12 А . ФД обладают сравнительно низким уровнем шумов , что в сочетании с высокой чувств и тельностью делает , их ФП с низким порогом чувствительности . Это поз воляет испол ь зовать ФД для измерений весьма слабых потоков излучения (до 10 -6 Вт ) Инерционность обычных полупроводниковых ФД составляет 10 -6 … 10 -8 с , а вр е менное разрешение Ge и Si лавинных ФД достигает 1… 10 нс . ФД изготавливают с ра з мерами фоточувствительн ой площадки примерно от долей мм до 10 мм , а лавинные ФД — до 1 мм. Для измерения относительно больших уровней мощности и энергии целесоо б разно применять ПИП с невысокой чувствительностью , т.е . ФЭ . Для измерения средних уровней энергетических параметров ла зерного излучения можно применять как вак у умные приборы ( ФЭУ ), так и полупроводниковые (ФР , ФД ) . Для измерения малых потоков требуются приемники с высокой чувствительностью и низким уровнем шума . Фотодиоды уступают по чувствительности ФЭУ . Однако ФД обла дают низким уровнем шума . Это позволяет применять ФД для измерения малых потоков не непосредственно , а с помощью усилителя . В этом случае ФД вполне могут конкурировать с ФЭУ , а в ряде случаев и превосходить их по характеристикам. Основные преимущества ФД п о сравнению с ФЭУ : небольшие габариты , низк о вольтное питание , высокая надежность и механическая прочность , более высокая ст а бильность чувствительности , низкий уровень шумов , лучшая помехозащищенность от электрических и магнитных полей. Недостатки ФД по ср авнению с ФЭУ : меньшее быстродействие для большинства ФД , более сильное влияние температуры на параметры и характеристики прибора. Для измерения временных параметров лазерного излучения следует применять наиболее быстродействующие фотоэлектрические приемни ки — ФЭ , для измерения малых потоков — ФЭУ и лавинные ФД. Для измерения мощности лазерного излучения в непрерывном режиме могут быть использованы как вакуумные , так и полупроводниковые ФП , поскольку здесь не требуется их высокого быстродействия. 5.1.3 Понд еромоторный метод В пондемоторных измерителях энергии и мощности лазерного излучения и с пользуется эффект П . Н . Лебедева . Лазерное излучение падает на тонкую приемную металлическую или диэлектрическую пластину и давит на нее . Давление (сила ) изм е ряется чув ствительным преобразователем. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . D Функциональная схема крутильных весов Для измерения давления изл у че ния используют различные прео б разователи : емкостные , пьезоэле к трические , крутильные весы на механическом и магнитном подвесе , механотроны . Первые два типа бол ь шого распространения не получили из-за малого значения коэффициента преобразования , малой помехоу сто й чивости и сложности системы отсчета и регистрации . Наиболее широко применяются крутильные весы — классический прибор для измерения малых сил . Схема устройства прив е дена на рис .1.. На растяжках или по д весе 1 укреплено коромысло 2 с приемным крылом 3, пр отивовесом 4 и зеркалом 5, расположенным в вакуумированной камере . При попадании оптического излучения на приемное крыло подвижная система отклоняется от положения равновесия на некот о рый угол , по величине которого можно судить о значении оптической мощнос ти или энергии . Крючок 6 предназначен для крепления груза при калибровке весов (опред е ления их момента инерции и жесткости подвеса ). Из решения уравнения движения крутильного маятника можно получить знач е ние угла поворота при емной пластины 3 при воздействии на нее непрерывного изл у чения мощностью P (1.12) где — коэффициент отражения пластины ; — коэффициент пропускания входного окна камеры ; l — расстояние от оси пучка излучения до оси вращения ; — угол падения излучения на пластину ; c — скорость света ; K — жесткость подвеса . Аналогич ное в ы ражение можно получитъ для максимального угла разворота пластины max — под де й ствием импульса излучения энергией W u : (1.13) где J — момент инерции вращающейся системы . Углы поворота отсчитываются на шкале 8 по отклонению светового пятна от лампочки 7 (рис . 1.4). При известных пар а метрах системы формулы (1.12) и (1.13) позволяют определить энергию и мощность излучения в абсолютных единицах. В настоящее время в конструкцию пондеромоторных измерителей введено много усовершенствований , которые позволили улучшить их эксплуатационные и метрол о гические параметры . Прежде всего оказалось возможным отказаться от вакуумирования и использовать атмосферное давление воздуха в камере . Применение в качестве пр и емных элементов прозрачных диэлектрических пластин вместо отражающих металл и ческих позволило увеличить верхний предел изменения энергии излучения (до 10 4 Дж ). Такие устройства поз воляют измерять мощность лазерного излучения , начиная с единиц миливатт , и энергию импульсов в десятые доли джоуля. Для отсчета угла поворота крутильных весов часто используют емкостный пр е образователь . В этом случае пластина противовеса является одной из пластин конде н сатора , включаемого в резонансный контур генератора . При повороте подвижной с и стемы емкость конденсатора , а значит , и частота генератора меняются , изменение частоты измеряется частотным детектором . Чувствительность такой системы очень высока, но сама система громоздка и сложна в настройке и управлении. Другим способом реализации высокочувствительной системы отсчета является схема с двумя фоторезисторами , которые включены вместе с двумя постоянными рез и сторами в мостовую схему . В положении равн овесия мост сбалансирован . При откл о нении системы освещенность фоторезисторов меняется , мост разбалансируется и в его измерительной диагонали появляется ток , пропорциональный углу поворота , который регистрирует микроамперметр . Подобные системы индикации ис пользуются в гальв а нометрических фотоусилителях Ф 117, Ф 120, имеющих чувствительность около 0.1 А /рад , что позволяет измерять минимальный угол отклонения порядка нескольких у г ловых секунд. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . E Магнитный подвес в пондеромоторном изм е рителе Увеличение чувствител ь ности в пондеромоторных изм е рителях и улучшение развязки подвижной системы от толчков и вибраций достигнуты при помощи бесконтакт ного подвеса в ма г нитном поле (рис . 1.5). Подвижная система 1 с приемной пластиной 2, противовесом 3 и ферромагни т ным якорем 4 подвешена в ма г нитном поле соленоида 5 внутри камеры . Ток соленоида регулир у ется специальной автоматической системой , состоящей и з датчика 6, линейного 7 и дифференциальн о го устройства 9. При изменении вертикального положения сист е мы в ответ на сигнал датчика в ы рабатывается сигнал обратной связи , усиливающий или осла б ляющий ток через соленоид и стабилизирующий положение системы . Поп еречная устойчивость обеспечивается р а диальным градиентом напряженности поля соленоида. Помимо крутильных весов для измерения используются механотроны , которые представляют собой электровакуумный прибор с механически управляемыми электр о дами . При воздейств ии внешнего механического сигнала в механотроне происходит перемещение одного или нескольких подвижных электродов , что вызывает соотве т ствующее изменение анодного тока. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . F Схема устройства диодного механотрона Отечественная промышленность выпускает ряд механотронных преобразоват е лей , оформленных в виде обычных электронных ламп с октальным цоколем (6MXIБ , 6MXЗС и др .) и в миниатюрном оформлении с гибкими выв о дами (6MXIБ и т.п .). Ко н струкция этих механотронов показана на рис . 1.6. Сам м е ханотрон представляет собой диод с плоскопараллельными электродами . В стеклянном баллоне 1 находятся неп о движный катод 2 с подогрев а телем 3 и подвижный анод 4, жестко соединенный со стер ж нем 5, который впаян в гибкую мембрану 6. Входной механ и ческий сигнал (сила F) подается на внешний конец стержня . При этом подвижный анод перем е щается относит ельно неподвижного катода , что приводит к изменению анодного тока и выходного сигнала преобразователя , который для изм е рения включают в мостовые схемы. Чувствительность механотронов не превышает 10 мА /г (или по мощности 10 -9 А /Вт ). Такое значение чувствите льности при величине флуктуаций тока 0.1 мкА , в ы зываемых температурным дрейфом , толчками и вибрациями , дает возможность ув е ренно измерять давление непрерывного излучения более 1кВт . Если излучение пром о дули ровать так , чтобы подвижная система механотрона в ошла в резонанс , нижний предел измерения может достичь 100 Вт . Поэтому механотронный преобразователь обычно применяют для измерения больших уровней мощности и энергии импульсов лазерного излучения , например непрерывного излучения мощных СО 2 -лазеров и и м пул ьсного на стекле с неодимом. Опыт , накопленный при разработке и эксплуатации различных типов измерит е лей энергии и мощности лазерного излучения , позволяет сделать заключение об обл а стях применения , достоинствах и недостатках различных методов. К достоинств ам теплового метода измерения энергетических параметров лазе р ного излучения относятся широкие спектральный и динамический диапазоны измер е ния , простота и надежность измерительных средств . В настоящее время в некоторых калориметрических измерителях достигну та наиболее высокая точность измерения , а при использовании пироэлектрических приемников излучения и быстродействующих термоэлементов и болометров удалось получить быстродействие до единиц наносекунд. К недостаткам теплового метода можно отнести малое быст родействие и чу в ствительность как раз тех тепловых приборов , которые обеспечивают наиболее высокую точность измерения. В приборах , основанных на фотоэлектрическом действии излучения , достигаются максимальная чувствительность и быстродействие ; это позволяет использовать их в качестве измерителей формы импульсов и импульсной мощности вплоть до субнан о секундного диапазона . Недостатками таких приборов является сравнительно узкий спектральный диапазон и обычно невысокий верхний предел измерения мощности (энергии ), а также большая погрешность измерений (5… 30%) по сравнению с тепл о выми приборами. Преимущество пондеромоторного метода — высокий верхний предел измерения энергии и мощности излучения при достаточно высокой точности абсолютных изм е рений . Основной недоста ток — жесткие требования к условиям эксплуатации (особенно к вибрации ) и , вследствие этого , ограничения к применению в полевых условиях. 5.2 Измерение основных параметров импульса лазерного излучения Как известно ряд активных сред в силу принципиальных ил и технических огр а ничений обычно работают в импульсном режиме генерации , Сюда в первую очередь относятся лазеры на самоограниченных переходах — азотный лазер , генерирующий в УФ диапазоне ( =337,1 нм ), и лазер на парах меди , да ющий мощные импульсы зеленого излучения ( =510,5 нм ), Еще более широко распространены рубиновые лазеры и лазеры на неодимовом стекле , импульсный характер генерации которых обусловлен прежде всего особенностями системы накачки и охлаждения активной среды . И наконец , в н е которых наиболее ответственных случаях для повышения пиковой мощности излучения некоторые лазеры переводятся в режим управляемой генерации ; при этом наиболее часто используются методы управления добротностью резо натора для получения так называемого гигантского импульса и синхронизации продольных мод с целью получ е ния пикосекундных (правильнее — сверхкоротких ) импульсов. В результате возникает задача измерения основных параметров генерируемого лазером импульса излу чения . Очевидно , что наиболее простым было бы построение измерений по схеме получения абсолютной зависимости мощности излучения от вр е мени P(t) с последующим извлечением из нее всех интересующих величин — обычно это пиковая мощность P u,max =P(t * ) , энергия и мпульса и его длительность t. Однако точность таких измерений обычно невелика . Поэтому , как правило , разделяют измерени е временных ( Р max и u ) и энергетических ( W ) параметров , что кроме повышения точности получаемых результ а тов позволяет упростить сами измерения . При этом измерение энергии импульса пр о водится обычно с помощью калориметрическог о измерителя (см .1.1), обеспечивающего наибольшую точность , или фотодиода с последующим интегрированием фототока , а измерение зависимости Р (t) — с помощью фотоэлектронного приемника с высоким временным разрешением . Именно по такой схеме построены серийные приборы марок ФН и ФУ , рассчитанные на работу в диапазоне 0.4… 1.1 мкм при энергии в импульсе 10 -3 … 10 Дж и пиковой мощности 10 4 … 10 8 Вт ; при длительности импульса u =2.5… 5 10 -9 с и частотой повтор ения F < 1 кГц погрешность измерения энергии E 20%, а мощность около 25%. 5.2.1 Анализ параметров импульса с помощью осциллографа. Для измерения формы импульса и его временных параметров (в част ности , дл и тельность импульса u , времен нарастания и спада и т.п .) используют быстродейств у ющие фотоприемники с высокой линейностью световой характеристики . К ним , в первую очередь , относятся специально разработанны t во ВНИИОФ И коаксиальные фотоэлементы серии ФЭК , рассчитанные на нагрузку 75 Ом и напряжение питания 1000 В ; их временное разрешение (собственная постоянная времени ) колеблется в пределах от 10 -9 до 10 -10 с , и максимальный фототок от 1 до 7 А у разных марок , отличаю щихся конструкцией и типом фотокатода. Таким образом , вопрос об эффективном преобразовании светового импульса в электрический в первом приближении (по крайней мере для лазеров с "гигантским " импульсом ) можно считать решенным . Для исследования формы получен ного эле к трического импульса используются как обычные универсальные осциллографы с п о лосой пропускания до 10 7 Гц , так и специальные скоростные осциллографы с полосой пропускания 1...5 ГГц и чувствительностью 1 мм /В . Последн ие обычно не имеют усилителя (вертикального входа ), и сигнал в них подается непосредственно на вер и тельные отклоняющие пластины , что и обеспечивает широкую полосу пропускания , но при низкой чувствительности к входному сигналу . Дальнейший анализ осциллограм мы проводится по ее фотоснимку , а также при использовании ЭЛТ с длительным свечением люминофора или с накоплением заряда и последующим его многократным считывании. Ввиду плохой воспроизводимости параметров лазерных импульсов использов а ние стробоскопических методов исследования не обеспечивает необходимой точности измерений и потому обычно не практикуется. 5.2.2 Изучение формысверхкоротких лазерных импульсов Как указывалось в 1.1.2, наиболее быстродействующие фотоэлектрические пр и емники излучения имеют посто янную времени 10 -10 … 10 -9 с , т.е . с их помощью можно надежно исследовать только "гигантские " импульсы , типичная длительность которых составляет 10 -8 с , а времена нарастания и спада могут быть значительно короче . Поэтому при исследовании временных зависимос тей в случае наиболее коротких гигантских импульсов и , особенно , пикосекундных импульсов используют косвенные методы , о с нованные на применении временной развертки , используемой в электронных и опт и ческих осциллографах . В настоящее время принцип сверхскорос тной временной ра з вертки реализован как на базе оптико-механической развертки с растрами (кинокамера типа "лупа времени "), Что позволяет зарегистрировать Набор малоинформативных двумерных изображений с частотой съемки 10 5 … 10 8 кадр /с , так и на базе непрерыв ной одномерной (щелевой ) оптико-механической развертки (щелевые фоторегистраторы ) с временным разрешением от 10 -7 до 3 10 -9 с . Таким образом , использование опт и ко-механической развертки не позволяет сколько-нибудь существенно улучшить вр е менное разрешение , обеспечиваемое малоинерционными фотоприемниками , но позв о ляет получить набор двумерных (например , распределение по поперечному сечению пучка ) или одномерных (одномерное сечение пучка , спектр и т.п .) изображений , правда , тольк о для излучения лазеров УФ , видимого и ближнего ИК диапазонов , что определ я ется ограниченным спектральным диапазоном используемых фотопленок. Поэтому в некоторых случаях применяют электронную развертку одно - или двумерных электронных "изображений ", поступа ющих с фотокатода (сурьм я но-цезиевого , многощелочного или кислородно-цезиевого , что оговаривается при заказе конкретного прибора ) ЭОПа . В случае использования кислородно-цезиевого фоток а тода "красная " граница достигает 1.3 мкм . Однако более существенным преимуществом используемых для высокоскоростной регистрации ОЭПов является значительное ус и ление яркости регистрируемого изображения — до (10 3 … 10 8 ) х в многокаскадных (2… 6) приборах ; это важно при регистрации маломощных пикосекундных импульсов . В з а висимос ти от электронной системы развертки можно получить 9… 12 отдельных кадров (двумерных изображений ) с временем экспонирования до 10 -9 … 5 10 -13 с , что обеспеч и вается отдельным электронным затвором , расположенным обычно у фотокатода. Ч а стота смены кадров , обеспечиваемая за счет синхронной работы двух взаимно перпе н дикулярных систем электростатического отклонения (всего пучка фотоэлектронов ), гораздо ниже , что затрудняет исследование динамики процесса генерации. По этой причине ЭОПы с разверткой обычно используют для исследования только временных зависимостей интенсивности сфокусированногованного (монохр о матическим объективом ) пучка излучения пикосекундного лазера . Применяемая при этом одномерная (обычно линейная ) развертка может иметь скорость до 10 10 см /с , что обеспечивает получение на выходном люминесцентном экране ( 40 мм ) с разрешением от 5… 10 лин /мм (в 5-6-каскадных ЭОПах ) до 50 лин /мм (в однокаскадных ) временной разрешающей способности 10 -11 с . Рекорд ная скорость одномерной (спиральной ) ра з вертки (6 10 10 см /с ) достигнута в ЭОПе "Пикохрон -1" за счет использования на откл о няющих пластинах СВЧ-напряжения ( = 3 см ); соответственно при разрешающей способности (не экране ) 5 лин /мм временное разрешение моют достигать 5 10 -13 с , что соответствует временным разбросам пролета электронов в пучке , и поэтому не может быть улучшено повышением скорости ра з вертки . Характерно , что для обеспечения удовлетворительных яркости характеристик выходного сигнала (спирали на люминесцентных экранах ) "Пикохрон -1" имеет шест и каскадную систему усиления , в результате чего яркость возрастает в 10 7 … 10 8 раз по сравнению с исходной (но существенно п адает разрешающая способность выходного "изображения "). Таким образом , вопрос исследования временных зависимостей генерации пико - и даже фемтосекундных импульсов лазерного излучения можно считать в первом пр и ближении решенным . Однако сложность , высокая сто имость , громоздкость и необх о димость высококвалифицированного обслуживания затрудняет в некоторых случаях практическое использование камер с оптико-механической и электронной развертками. ОГЛАВЛЕНИЕ, 1. ИЗМЕРЕНИЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ И ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ 1.1 Измерение мощности и энергии лазерного излучения 1.1.1 Тепловой метод 1.1.2 Фотоэлектрический метод. 1.1.3 Пондеромоторный метод 1.2 Измерение основных параметров импульса лазерного из лучения 1.2.1 Анализ параметров импульса с помощью осциллографа. 1.2.2 Изучение формысверхкоротких лазерных импульсов ративным , кроме того , он не дает информации о распределении поля вблизи максимума излучения и и не позволяет выявить неоднородности ; неоднородности в распределении излучения . Для устранения этог о недостатка применяют метод рег и страции распределения плотности энергии (мощности ) лазерного изучения в попере ч ном сечении пучка . Для этого в видимой области и ближнем ИК диапазоне спектра и с пользуют фотографирование пятна излучения на фотопленку или фото пластинку с последующей обработкой микрофотометрированием и численным интегрированием на ЭВМ . В случае мощных импульсных и непрерывных лазеров применяют нейтральные светофильтры для ослабления излучения . При грубых оценках достаточно мощных л а зеров размер пятна определяют по размеру отверстия , прожигаемого пучком лазера в непрозрачной мишени (черная бумага , тонкие металлические пластины и т.п .). Более удобным способом измерения , распределения интенсивности в сфокусированном пятне является автокалибровочны й способ (рис .1.11), который основан на разделении лазе р ного пучка на ряд пространственно подобных м и достаточно удаленных один от другого пучков различной интенсивности с помощью пластины L под установленной под углом к пучку лазера . Толстая пластина L о слабляет и многократно расщепляет лазерный пучок. Рисунок Ошибка ! Текст указанного стиля в документе отсутствует. . G Схема автокалибровочного способа измерения расходимости излуч ения Если коэффициент о т ражения обеих поверхностей равен , то интенсивность I n , пучка с номером n , выход я щего из наклонной пластины L , можно записать в виде : I n =I c (1- ) 2 2(n-1) (1.18) где I O — интенсивность пучка , падающего на пластину . Таким образом , на пленке P получ а ется несколько изображений пятна с разной экспозицией , из которых после обработки денситограмм можно достаточно точно определить диаметр пятна на заданном уровне интенсивности. Для более оперативного получения данных , а также для преобразования изл у чения в видимую область спектра используют ЭОПы , видиконы и диссекторы , которые позволяют наблюдать или фотографировать объе кты в ближних ИК (до 1.5 мкм ), в и димых , УФ или рентгеновских лучах. С появлением многоканальных мозаичных приемников излучения задача опр е деления относительного распределения плотности энергии или мощности значительно упростилась , а скорость получения резу льтатов измерений существенно повысилась . Параллельный принцип измерения многоканальных ПИП локальных плотностей мо щ ности и энергии позволяет проводить анализ импульсного и нестабильного во времени в и пространстве непрерывного излучения с выдачей результа тов непосредственно на экран дисплея ЭВМ или ЦПУ. Большинство преобразователей имеют до 100 каналов измерения с размером одного элемента от 5х 5 до 10х 10 мм 2 . Матричные ПИП основаны на различных при н ципах действия (термоэлектрические калориметры , пироэлектр ические и фотопрово д никовые приборы ) и могут перекрывать видимую и ИК области спектра = 0.4… 25 мкм ). Современные фотодиодные , фоторезистивные и фототранзисторные матрицы состоят из нескольких десятков тысяч элементов с шагом нескольких десятков микр о метров и общей площадью до 15х 15 мм 2 . Время опроса таких матриц составляет доли миллисекунд. Автоматизированная математическая обработка информации с мозаичных пр и емников обеспечивает вычисление энергетической расходимости (не толь ко относ и тельно точки с максимальной интенсивностью , но и относительно центра тяжести пятна или геометрического центра ); выделение изоуровней ; обработку фокальных пятен н е правильной формы ; коррекцию искажений измерительного тракта , включая возмо ж ность инди видуальной коррекции неравномерности чувствительности отдельного к а нала ; определение оси диаграммы направленности , ее дрейф в течение времени и т.д. В то же время многоканальные мозаичные ПИП обладают все еще низкой ра з решающей способностью (до 10 лин /мм ), повышенной общей плотностью системы и стоимостью. 5.3 1.4. Измерение поляризации лазерного пучка В силу специфики процесса генерации в лазерах (основанного на стимулир о ванном испускании активной средой когерентных фотонов ) получаемое таким путем излучение всегда должно обладать 100 %-ной элементарной (линейной или круговой ) поляризацией . Вид последней определяется особенностями используемой (в лазере ) активной среды — поляризацией ее спонтанного излучения , служащего "затравкой " при разгорании генерации , и величиной коэффициента усиления для элементарных пол я ризаций ; существенное значение в лазерах с резонатором мыв т поляризационная ан и зотропия последнего , т.е . соотношение потерь для различных элементарных поляриз а ций . В подавляющем большинстве серийных лаз еров генерируется только линейно поляризованное излучение , причем почти всегда плоскость поляризации однозначно определяется либо поляризацией спонтанного излучения активной среды (например , степень поляризации основной R 1 линии в стержнях рубина с 90 ориентацией кр и сталлографической оси составляет 80%), либо брюстеровскими поверхностями (например , брюстеровскими окнами в газоразрядных кюветах , брюстеровскими торцами лазерных стержней , установленными под углом Брюстера модулят орами , затворами и т.п .). Лишь в лазерах на неодимовом стекле при отсутствии поляризационной аниз о тропии генерируется линейно поляризованное излучение , плоскость поляризации к о торого хаотически , через время порядка t / время развития генерации , "перескакивает " после того , как "съедена " инверсная < населенность с соответствующей поляризацией. С другой стороны , различные дефекты активной среды и особенности испол ь зуемого оптического резонатора могут изменять состояние поляризации лазерного пучка , в результате чего в некоторых случаях необходимо его исследование ; это хара к терно , например , при использовании поляризационной (главным образом , электроо п тической ) модуляции и в некоторых других случаях . Перечислим (в порядке нарастания " сложности ") возможные "элементарные " состояния поляризации : 1. Линейная поляризация — характеризуется только положением плоскости п о ляризации — углом с (произвольной ) осью x , перпендикулярной направлению ра с пространения све та z ; 2. Круговая поляризация — характеризуется только направлением вращения конца проекции вектора Е на плоскость xy (перпендикулярную направлению распр о странения z ) — право - и левоцириулярно поляризованное излучение ; отметим , что круговая поляризация мо жет трактоваться как совокупность двух взаимно ортогонал ь ных линейно поляризованных лучков равной интенсивности , колебания в которых сдвинуты соответственно на /4 (или на угол = ); Э . Эллиптически поляризованный свет является наиболее общим случаем эл е ментарной поляризации и определяется уже тремя параметрами : углом плоскости большой оси (преимущественного направления поляризации ) с осью x , т.е . углом , эллиптичностью , характеризующей соотношение напряженности линейно (и ортог о нально ) пол яризованного света меньшей интенсивности к большей , и направлением вращения (правое или левое , как для циркулярно поляризованного света ); в другой трактовке эллиптически поляризованный свет есть совокупность циркулярно поляр и зованного излучения и (когерент ного с одной из его составляющих ) линейно поляр и зованной добавки , плоскость поляризации которой расположена под углом . Таким образом , все "элементарные " состояния поляризации могут быть получены из двух линейно поляризованны х во взаимно перпендикулярных плоскостях излучений с амплитудами А x и A Y и разностью фаз . Стоксом были введены четыре параметра , , , , полностью опр е деляющем состояние поляризации монохроматического пучка ; прямо пропорциональный полной интенсивности поляризованного пучка , положение пр е имуще ственной (линейной ) поляризации (положение большой оси а эллипса ) =0.5arctg(s 2 /s 1 ) , угол эллиптичности (при этом соответствует правая поляризация , а (- — левая ) и сдвиг фаз = x - y =arctg(s 2 /s 3 ). Хотя состояние поляризации любой волны , не содержащей неполяризованного с вета ( ) можно представить точкой в трехкоординатном (декартовом ) пространстве параметров Стокса S 1 , S 2 , S 3 , более наглядным является аналогичное представление на сфере Пуанкаре , где в полярной системе коор динат на сфере радиуса наносится точка Р 1 с угловыми координатами x и z =( . Тогда экватору соответствуют все возможные состояния линейно поляриз ованного света , с е верному полюсу — правая , а южному — левая циркулярная поляризация . При этом все северное полушарие соответствует правой эллиптической поляризации , а южное — левой . В случае не полностью поляризованного света соответствующая ему точка P ле жит на продолжении радиуса OP 1 на расстоянии , а для учета неполной поляризации вводится степень поляризации , равная о т ношению поляризованной интенсивности к полной , т.е . p=I поляр /I. Сферу Пуанкаре можно использовать и для качественного анализа изменения состояния поляризации излучения во времени . Так , например , св ободной генерации лазера на неодимовом стекле (без анизотропных элементов ) будет соответствовать х а отический перескок точки P 1 вдоль экватора на угол порядка /2 (на ортогональную линейную поляризацию ) с характерным временем п орядка времени разгорания генер а ции . Незначительные флуктуации двулучепреломления в лазере с активной средой , находящейся в сильном аксиальном поле (но резонатор которого не имеет преимущ е ственной поляризации например , ионный аргоновый лазер с внутренними зеркалами ), будут приводить к соответствующему движению две точки P s1 и P s2 в области северного и иного полюсов сферы Пуанкаре и т.п. В то и.о . время для количественного анализа состояния поляризации удобнее использовать следующие параметры Стокса , которые сравнительно просто могут быть измерены непосредственно : s 0 =I — полная интенсивность пучка ; s 1 =I x -I y — разница интенсивности линейно поляризованных компонент (т.е . и н тенсивностей , пропускаемых высококачественным поляроидом или поляризационной призмой ) для азимутальных углов 0 ( x -компонента ) и 90 ( y -компонента ); s 2 =I -I — разница интенсивностей при установке поляроида посередине между осями XY ( I ) и перпендикулярно биссектри се угла xOy ( I - ) s 3 =I -I — то же , что и для s 1 , s 2 ; но для циркулярно поляризованного (соотве т ственно по правому и левому кругу ) света. Таким образом , на первый взгляд , требуется иметь семь измерителей елей и н тенсивности , однако вполне достаточно четырех величин , например I x , I y , I и I . При этом параметры Стокса (правда , в более сложной для обработки форме ) могут быть автоматически вычислены по соответствующим формулам . Такой эллипсометр состоит из трех пар пластин , установленных под углом Брюстера и развернутых на угол 90 в каждой паре . В результате от первой пластины П 1 отражается только составляющая I x , от второй П 2 — только I y , от третьей П 3 — только I (так как вторая пара пластин ра з вернута относительно первой на угол 45 ), а от пятой П 5 — только I (так как перед третьей парой пластин стоит четвертьволно вая пластина ). Отражаемые четвертой П 4 и шестой П 6 пластинами пучки , пропорциональные I - и I , не требуется для в ы числения параметров Стокса , но сами пластины необходимы для обеспечения точности работы системы за счет четной симметрии каждого каскада пластин . Очевидно , что такой четырехканальный поляриметр может использоваться для анализа излучения как импульсных (его быстродействие определяется а основном используемыми фотопр и емниками и может достигать 10 -8 с ), так и непрерывных лазеро в. В последнем случав можно применять поляриметры , работающие в режиме п о следовательного анализа отдельных поляризационных компонент лазерного пучка . Существенно , что в данном случав заметно повышает точность измерения (достижение точности основных величин — степени поляризации р , эллиптичности ( а /b ) угла пр е имущественной поляризации в 1% не составляет труда ) за счет снижения шумов при накоплении сигнала и синхронном детектировании . В качестве примера поляриметра данного типа сошлемся на схему модуляционного поляриметра . В нем используется двухканальный поляризационный анализатор последовательного действия , содержащий непрерывно вращающуюся (с угловой скоростью ) четвертьволновую пластинку ( = ) и призму Волластона , расщепляющую выходной лучок на две взаимно ортог о нальные поляризации с переменными во времени интенсивностями : где — угол , определяющий ориентацию анализатора — призмы Волластона , а — интенсивность линейно поляризованной составляющей . При попарной обработке обоих получаемых сигналов получим : на нулевой частоте (по постоянному току ) s 0 =I 1 (0)+I 2 (0) , при детектировании на частоте вто рой гармонию ( f 2 =2 /2 ), при детектировании на частоте четвертой гармоники ) ( угловое положение плоскости преимущественных колебаний 0.5 4 , где 4 — фаза сигнала четвертой гармоники . При высокой стабильности поляризации лазерного излучения измерения могут пров о диться путем последовательной установки поляроида и четвертьволновой пластинки на оси пучка , замера интенсивности проходящ его пучка и соответствующей обработки результатов аналогично обычным дополяризационным измерениям.
1Архитектура и строительство
2Астрономия, авиация, космонавтика
 
3Безопасность жизнедеятельности
4Биология
 
5Военная кафедра, гражданская оборона
 
6География, экономическая география
7Геология и геодезия
8Государственное регулирование и налоги
 
9Естествознание
 
10Журналистика
 
11Законодательство и право
12Адвокатура
13Административное право
14Арбитражное процессуальное право
15Банковское право
16Государство и право
17Гражданское право и процесс
18Жилищное право
19Законодательство зарубежных стран
20Земельное право
21Конституционное право
22Конституционное право зарубежных стран
23Международное право
24Муниципальное право
25Налоговое право
26Римское право
27Семейное право
28Таможенное право
29Трудовое право
30Уголовное право и процесс
31Финансовое право
32Хозяйственное право
33Экологическое право
34Юриспруденция
 
35Иностранные языки
36Информатика, информационные технологии
37Базы данных
38Компьютерные сети
39Программирование
40Искусство и культура
41Краеведение
42Культурология
43Музыка
44История
45Биографии
46Историческая личность
47Литература
 
48Маркетинг и реклама
49Математика
50Медицина и здоровье
51Менеджмент
52Антикризисное управление
53Делопроизводство и документооборот
54Логистика
 
55Педагогика
56Политология
57Правоохранительные органы
58Криминалистика и криминология
59Прочее
60Психология
61Юридическая психология
 
62Радиоэлектроника
63Религия
 
64Сельское хозяйство и землепользование
65Социология
66Страхование
 
67Технологии
68Материаловедение
69Машиностроение
70Металлургия
71Транспорт
72Туризм
 
73Физика
74Физкультура и спорт
75Философия
 
76Химия
 
77Экология, охрана природы
78Экономика и финансы
79Анализ хозяйственной деятельности
80Банковское дело и кредитование
81Биржевое дело
82Бухгалтерский учет и аудит
83История экономических учений
84Международные отношения
85Предпринимательство, бизнес, микроэкономика
86Финансы
87Ценные бумаги и фондовый рынок
88Экономика предприятия
89Экономико-математическое моделирование
90Экономическая теория

 Анекдоты - это почти как рефераты, только короткие и смешные Следующий
Однажды ты спросишь, что я люблю больше: борщ или минет.
Я отвечу: "Тебя, дорогая!". Я - очень хитрый.
Anekdot.ru

Узнайте стоимость курсовой, диплома, реферата на заказ.

Банк рефератов - РефератБанк.ру
© РефератБанк, 2002 - 2016
Рейтинг@Mail.ru