Исследование совместного влияния кубической нелинейности и термонаведенного двулучепреломления на параметры излучения лазерных систем с высокой пиковой мощностью

• Автор: Кузьмина, Марьяна Сергеевна
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 109 с. : ил.

ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА 1. РАСПРОСТРАНЕНИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЯЮЩЕЙ СРЕДЕ С КУБИЧЕСКОЙ НЕЛИНЕЙНОСТЬЮ
1.1. Распространение лазерного излучения в среде с кубической нелинейностью и термонаведенным двулучепреломлением
1.1.1. Система дифференциальных уравнений, описывающая распространение излучения в среде с кубической нелинейностью и двулучепреломлением

1.1.2. Влияние кубической нелинейности на величину деполяризации в одном элементе

1.2. Компенсация термонаведенной деполяризации в средах с кубической нелинейностью (схема нелинейный элемент - 90° вращатель поляризации -нелинейный элемент)
1.2.1. Влияние кубической нелинейности на эффективность компенсации деполяризации при помощи 90° вращателя поляризации
1.2.2. Экспериментальное исследование влияния кубической нелинейности на эффективность компенсации деполяризации

1.2.3. Уменьшение негативного влияния кубической нелинейности

1.2.4. Выбор оптимальной схемы компенсации деполяризации в системе из четырех нелинейных элементов
1.3. Влияние кубической нелинейности на преобразование излучения при помощи вращателя Фарадея
1.3.1. Распространение лазерного излучения в поглощающем магнитоактивном элементе при наличии кубической нелинейности
1.3.2. Основные схемы изолятора Фарадея
1.3.3. Влияние кубической нелинейности на неразвязку изолятора Фарадея
1.3.4. Параметры лазерного излучения, при которых проявляется совместное влияние теплового и нелинейного самовоздействия лазерного излучения в изоляторе Фарадея
1.4. Влияние кубической нелинейности на точность преобразования поляризации при помощи волновых пластинок
1.4.1. Нелинейно-оптические свойства кристаллического кварца
1.4.2. Система дифференциальных уравнений, описывающая распространение излучения в среде с кубической нелинейностью и естественным двулучепреломлением
1.4.3. Влияние кубической нелинейности на точность преобразования поляризации при помощи четвертьволновой пластинки
1.4.4. Волновая пластинка из кристалла DKDP
Заключение
ГЛАВА 2. МЕЛКОМАСШТАБНАЯ НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ВОЛН ЭЛЛИПТИЧЕСКОЙ ПОЛЯРИЗАЦИИ В СРЕДЕ С КУБИЧЕСКОЙ НЕЛИНЕЙНОСТЬЮ
2.1. Распространение лазерного излучения произвольной поляризации в среде с кубической нелинейностью
2.1.1. Связь параметров гармонических возмущений на входе и на выходе из нелинейной среды
2.1.2. Эллиптичность и угол наклона эллипса поляризации гармонических возмущений
2.1.3. Коэффициент усиления гармонических возмущений
2.1.4. Интегральные характеристики гармонических возмущений
2.2. Подавление пространственной мелкомасштабной неустойчивости
2.2.1. Коэффициент усиления мелкомасштабных возмущений как функция расстояния между двумя нелинейными элементами
2.2.2. Оценки предельного уровня зашумленности основной волны на входе в нелинейную среду
Заключение
ПРИЛОЖЕНИЕ
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

ВВЕДЕНИЕ
Современные мощные лазерные системы могут быть условно разделены на два типа -на лазеры с высокой пиковой и с высокой средней мощностью. Работа каждого из этих типов лазерных систем в отдельности существенно ограничена паразитными нелинейными и тепловыми эффектами соответственно [1-4]. Одним из перспективных направлений развития лазерной физики является создание лазерных комплексов, генерирующих излучение, обладающее одновременно высокой средней и высокой пиковой мощностью. При создании таких лазеров одной из основных проблем является как негативное влияние тепловых эффектов, ограничивающих среднюю мощность, так и нелинейно-оптических эффектов, ограничивающих пиковую мощность. Диапазон параметров и, следовательно, приложений таких лазеров очень широк: от фемто- и пикосекундных лазеров с энергией импульса доли Дж и частотой повторения порядка 1 кГц до наносекундных лазеров на неодимовом стекле с энергией сотни Дж и частотой повторения импульсов десятые и сотые доли Герца. Последние являются неотъемлемой частью петаваттных и строящихся мульти-петаваттных лазерных комплексов, в которых усилители на неодимовом стекле используются либо непосредственно как активная среда для усиления чирпированных импульсов - CPA (Chirp Pulse Amplification), либо излучение лазера на неодимовом стекле после преобразования во вторую гармонику используется в качестве накачки кристаллов Ti:Sa или параметрического кристалла DKDP в схеме СРА [5, 6].
В связи с развитием этого направления в лазерной физике актуальными становятся исследования совместного влияния тепловых и нелинейно-оптических эффектов на качество лазерного излучения. В частности, представляет интерес преобразование поляризации при распространении света через среду с двулучепреломлением, обусловленным двумя факторами одновременно: термоупругими напряжениями и кубической нелинейностью. Вклады теплового и нелинейного эффектов принципиально не аддитивны. Термонаведенное двулучепреломление не зависит, ни от интенсивности, ни от поляризации лазерного поля. Анизотропия, наведенная полем в среде с кубической нелинейностью, зависит от интенсивности и от поляризации. Заметим, что до настоящего времени вопрос совместного влияния тепловых и нелинейных эффектов на поляризацию излучения изучен недостаточно.
Кроме тепловых и нелинейных поляризационных эффектов отдельный интерес представляет пространственная неустойчивость плоских волн произвольной поляризации. Несмотря на подробное исследование этого вопроса для линейно поляризованного излучения [1, 7-9], рассмотрению эллиптической поляризации было уделено
термонаведенной разности фаз между собственными линейными поляризациями активного элемента - д(() (рис. 8).
Заметим, что при г = гг = 4 см, (р = (рг = 45° с момента времени Г > 5 мин зависимости д{1) в каждом элементе ведут себя одинаково (рис. 8а). Поэтому метод компенсации деполяризации при помощи 90° вращателя поляризации должен обладать высокой эффективностью. Для второго набора координат точек зондирования г = гг = 4 см, ср = 42°, р2 = 48° экспериментальные зависимости 6(/) указывают на существенное различие величин термонаведенного двулучепреломления в исследуемых элементах (рис. 86).
/, мин г, мин
Рис. 8. Экспериментальные зависимости термонаведенной разности фаз д((), измеренные отдельно в каждом из НЭ (рис. 16) для двух серий щ = (pi = 45° (а) и ср =42°, С целью обнаружения негативного влияния кубической нелинейности, во второй части эксперимента проведены максимально приближенные по времени измерения локальной степени деполяризации на выходе системы компенсации (рис. 7) при нулевом В-интеграле и В ~ 1. Разница во времени между этими измерениями составляла меньше 30 секунд, что позволило считать неизменной величину термонаведенного двулучепреломления в каждом из НЭ при В = 0 (длительность импульсов равна 20 не) и В -1 (длительность импульсов равна 1 не). Двумерные распределения интенсивности компоненты излучения с исходной поляризацией и деполяризованной компоненты при Л = 0иЛ~1 представлены на рис. 9а и рис. 96 соответственно.