Обращение волнового фронта фемтосекундных импульсов при трехволновом взаимодействии в кристаллах DKDP

В последнее время получили широкое распространение научные и технологические исследования с использованием ультракоротких (УК) лазерных импульсов. Области применения УК лазерных импульсов очень широки, начиная от сверления микроотверстий и глазной хирургии и заканчивая созданием пучков заряженных частиц высокой энергии. Интерес обычно связан с сочетанием высоких иптеисивностей излучения и УК длительностей в сотни или даже в десятки фемтосекунд, причем мощности, достигнутые в современных лазерных системах, достигают петаваттиого уровня.

Получение импульсов такой большой мощности связанно с рядом сложностей. Прежде всего, генераторы импульсов ультракороткой длительности основаны на синхронизации большого числа мод широкого спектра излучения. Лишь это позволяет получить импульсы УК длительности. Средняя мощность таких генераторов составляет сотни милливатт при частоте повторения в сотни МГц, так что энергия в отдельном импульсе находится на уровне нескольких наподжоулей, что недостаточно для большинства практических задач. Их усиление возможно, но лишь при использовании достаточно дорогостоящих сред с широкой спектральной полосой усиления. Прямое усиление такого излучения вплоть до уровня порядка десятков киловатт хорошо изучено. Одна из основных сложностей прямого усиления УКИ состоит в том, что при фемтосекундных длительностях в процессе усиления импульс довольно скоро достигает иитеисивпостей, приводящих к разрушению оптических элементов. Поэтому в настоящее время широко используется предложенный в [1] способ усиления так называемых чирпированных импульсов (Chirp Pulse Amplification, CPA). В этом случае импульс сначала растягивается во времени в сотни тысяч раз с помощью различных дисперсионных методов, основанных на разнице групповых скоростей для различных спектральных компонент, затем усиливается, и потом сжимается обратно. Методы растяжения могут быть различными, начиная с использования многокилометрового оптического волокна, где длительность импульса увеличивается за счет дисперсии групповой скорости, и вплоть до построения весьма сложных оптических систем па основе дифракционных решёток. После усиления импульс компрессируется в системах с сильной отрицательной дисперсией на основе дифракционных решёток. Основная проблема в этом подходе связана с тем, что рост энергии импульса с неизбежностью приводит к необходимости увеличивать апертуру как усилительных элементов, так и дифракционных решеток. Дополнительная трудность состоит в том, что импульсы длительностью в десятки и сотни фемтосекунд обладают шириной спектра в десятки и сотни нанометров (широкополосные импульсы), что превышает ширину спектра усиления традиционных стеклянных сред. Широкоапертурные же кристаллические элементы с широкой полосой усиления и требуемым (высоким) оптическим качеством чрезвычайно дороги. Для решения проблемы усиления чирпированных импульсов был предложен альтернативный способ — параметрическое усиление в нелинейном кристалле. Его суть состоит в том, что фемтосекундный импульс сначала растягивают во времени до нескольких наносекунд с помощью системы с сильной положительной дисперсией, так же как при использовании традиционного CPA. Затем растянутый импульс (его принято называть сигнальным) смешивают в нелинейном кристалле с импульсом накачки длительностью в несколько наносекунд и, за счёт нелинейности и анизотропии кристалла, добиваются эффективной перекачки энергии из импульса накачки в сигнальный фемтосекундный импульс.

Отметим, что этот процесс сопровождается генерацией холостого импульса, который обладает обращенной фазой по отношению к исходному сигнальному импульсу. Если усиление сигнального импульса достаточно хорошо изучено, то исследованиям условий генерации и параметрам холостого импульса посвящено значительно меньше работ. Между тем, этот эффект чрезвычайно интересен, так как возможность обращения пространственной фазы широкополосных лазерных пучков (обращение волнового фронта — ОВФ) весьма привлекательна, в том числе и с практической точки зрения. Представляемая работа посвящена исследованию ОВФ в процессе параметрического усиления чирпированных импульсов при трёхволновом смешении в нелинейном кристалле DKDP.

Исследования эффекта обращения волнового фронта проводятся достаточно давно. Практическая значимость этого явления обусловлена следующими обстоятельствами. При усилении и транспортировке мощных лазерных импульсов они проходят большое количество оптических элементов. Из-за их пеидеальпости, а также ввиду термооптических искажений в элементах системы усиления, изначально плоский волновой фронт искажается. Эти искажения могут привести к увеличению пространственной плотности энергии в отдельных точках пучка, вызывая развитие различных нелинейных эффектов в пучке — самофокусировке и ВРМБ, что приводит, в конечном счете, к разрушению оптических элементов лазерной системы. Кроме того, пучок с пеидеальным волновым фронтом очень сложно фокусировать, что является критическим фактором для большинства применений.

Исходя из сказанного, задачи настоящей работы могут кратко быть сформулированы следующим образом: уточнить физические механизмы, действующие при ОВФ в процессе трёхволнового взаимодействия (ТВВ), установить количественные критерии обращения, и на этой основе доказать возможность ОВФ широкополосного излучения с высоким качеством.

Приведённый ниже анализ показал, что проблема ОВФ при трёхволновом взаимодействии широкополосного излучения слабо исследована. Поэтому для получения детальных экспериментально и теоретически обоснованных представлений об изучаемом процессе нам пришлось решить целый комплекс задач: по численному моделированию процесса (Гл. 2), модернизации лазерной системы для обеспечения требуемых параметров излучения накачки и созданию фемтосекундного комплекса (Гл.З). Кроме этого требовалось создать и развить диагностический комплекс (Гл. 3).

На защиту выносится:

1. Создание экспериментального лазерного комплекса для исследования процессов обращения чирпироваиного широкополосного излучения.

2. Создание комплекса диагностик, включающих сдвиговую интерферометрию для исследования формы волнового фронта, автокорреляционные методики для определения временной длительности импульсов, системы спектрально-временных измерений лазерного излучения.

3. Теоретическое исследование и математическое моделирование процессов трёхволнового взаимодействия волн с различными временными и пространственными профилями в кристаллах, позволившие оценить спектральную ширину синхронизма и допустимую неколлипеарпость в зависимости от распределения интенсивности излучения в лазерном пучке, а также предельные кривизны волновых фронтов обращаемых импульсов по критическому и некритическому направлениям, которые еще могут быть обращены без искажений.

4. Экспериментальное исследование процессов трёхволнового взаимодействия лазерных импульсов и качества обращения в кристалле DKDP, которое показало: a. Обращение лазерных импульсов со спектральной шириной вплоть до 10 А в процессе коллинеарного оее взаимодействия в кристаллах DKDP возможноb. При неколлинеарном оое взаимодействии в кристаллах DKDP возможно обращение фемтосекундных лазерных импульсов с длительностью ~200 фс. c. Обращение фемтосекундных лазерных импульсов со спектральной полосой вплоть до 600 А в процессе неколлинеарного оое взаимодействия возможноd. Диапазон углов в обращаемом пучке в кристаллах DKDP ограничен ~1° по некритичному направлению и несколькими минутами по критичномуe. Максимальное отклонение между волновыми фронтом исходного излучения и инвертированным волновым фронтом излучения разностной частоты меньше 1 X, а среднеквадратичное отклонение между ними не превышает 0.5 Xпричем разница определяется в основном отклонением волнового фронта второй гармоники от плоскогоf. Волновой фронт, обращенной в нелинейном кристалле волны, практически не зависит от ее спектральной ширины.

Краткое содержание диссертации.

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. В первой главе обсуждаются общие принципы и подходы к ОВФ лазерных импульсованализируется состояние исследования по вопросам ОВФ широкополосных импульсов, формулируются задачи исследования.

4.2.3. Основные результаты измерений.

Одним из ключевых рабочих инструментов при изучении эффективности и воспроизводимости обращения чирпированных импульсов служили быстрые фотодиоды (~1 не), сигналы которых регистрировались цифровым осциллографом. Отметим, что цуг фемтосекундных импульсов с частотой следования ~ 75 МГц непрерывно излучается генератором. Естественно, что процесс трехволнового пеколлинеарного взаимодействия имеет место лишь в присутствии импульса накачки, т. е. в момент, когда последний достигает кристалла взаимодействия. Таким образом в любой момент времени существования накачки в толще нелинейного кристалла сквозь него проходят 1−2 чирпированных импульса, При этом оказалось более удобным регистрировать сигнальную, а не разностную волну, поскольку в этом случае коэффициент усиления определяется просто из соотношения амплитуд импульсов сигнальной волны до и в момент прихода импульса накачки. Понятно, что интенсивность импульсов разностной волны Idij — I0ut — hn, где /," и Ioutинтенсивности импульсов сигнальной волны на входе и выходе нелинейного кристалла, соответственно. Это следует из уравнений сохранения. Действительно, поскольку при вырожденном неколлинеарном синхронизме 0)01 +0)<я.

О) ~~ Cl) It L —.

01 02 и 12 2 af x0) учитывая соотношения Мэнли-Роу.

Щ A W2 AW3.

— =— =—где AWi изменение мощности на длине волны coi, видно, что.

G й)2 Gh, перекачка энергии из волны накачки в сигнальную и холостую волны происходит равными порциями. Как следует из выполненных ранее расчетов (см. Глава 2), при интенсивности накачки ~150 МВт/см2 эффективность обращения (отношение энергии падающей на кристалл волны Ii" к энергии обращенной волны I.

А Время, сек. j.999×1 о" .

Рис. 42 Цуг чирпированных импульсов генератора с отчётливо видными усиленными сигнальными импульсами a) На осциллограмме отчетливо видна периодическая модуляция амплитуды импульсов сигнальной волны. Причиной тому является некратность частоты следования импульсов и частоты выборки цифрового осциллографа, так что это чисто аппаратурный эффект. b) Небольшой пьедестал под усиленным импульсом обусловлен паразитной засветкой фотодиода импульсом накачки. Ясно, что оба перечисленных обстоятельства не препятствуют проведению корректных измерений.

Было установлено, что воспроизводимость процесса обращения (разница энергий обращенных волн зарегистрированных в серии повторяющихся импульсов) обусловлена, прежде всего, стабильностью пакачки и при одной и той же интенсивности второй гармоники не превышает нескольких процентов, как это видно из Рис. 43, на котором представлены результаты эксперимента в зависимости от номера пуска.

Измерения волновых фронтов показали, что волновой фронт излучения разностной частоты действительно сопряжен волновому фронту исходного излучения первой гармоники. При этом сходящийся волновой фронт исходного излучения первой гармоники со стрелой прогиба -10 X в апертуре 2.2 см (размер апертуры ИВФ) превращался в расходящийся волновой фронт излучения разностной частоты с весьма близкой стрелой прогиба. Разница в волновых фронтах соответствует неплоскостности волнового фронта второй гармоники, стрелка прогиба которой составляет ~1.5−2L.

Выстрел.

Рис. 43. Эффективность преобразования исходного излучения первой гармоники в излучение разностной частоты в зависимости от номера пуска.

— 10 0 10 -ю 0 10.

Рис. 44.2-D представление падающего (а) и обращенного (Ь) пучков. Шкалы даны в миллиметрах. mm.

Рис. 45. 3-D представление падающего (а) и обращенного (Ь) пучков, г — величина стрелки прогиба в длинах волн.

Измерения волновых фронтов чирпированных фемтосекундных импульсов (Рис. 44, Рис. 45) подтвердили результаты моделирования (Глава 2): волновой фронт, обращенной в нелинейном кристалле волны, практически не зависит от ее спектральной ширины. Воспроизведение фазы сопряженной волны и в этом случае осуществляется с точностью не хуже 1 А., если учесть «вклад», обусловленный неплоскостностью волнового фронта волны накачки.

Таким образом, экспериментально продемонстрировано, что для широкополосного излучения даже при выбранном — достаточно большом — угле неколлинеарности, а = 1 град, возможна высокая точность воспроизведения сопряженной волны. (Напомним, что кривизна исходного волнового фронта составляла -10 А, в апертуре 2.2 см.).

На Рис. 46 приводится сопоставление результатов расчетов и измерений спектров излучения обеих сопряженных волн. Как видно из рисунков, спектры излучения этих двух волн на выходе кристалла зеркально симметричны, что говорит о высоком качестве обращения и свидетельствует о возможности эффективной компрессии обращенного импульса. Совокупность данных, представленных на (Рис. 44, Рис. 45, Рис. 46) свидетельствует об обращении обобщённой фазы. Подробнее обсуждение смысла и значения полученных результатов приведено в Заключении.

1.04 ID* 1.045 t04 1.05 10″ 1.055 104 1,06 10″ 1.065 104.

0.15.

10 400 10 450 10 500, 10 550 10 600 10 650 л л.

Рис. 46 Спектры сигнальных 1 и холостых 2 (обращенных) волнслева расчетные результаты справа экспериментальные.

4.3. Эксперимент по обращению ВФ ультраширокополосного чирпированного (~ 600 А) лазерного импульса.

Последним этапом работы было исследование процесса обращения ультраширокополосных чирпированпых лазерных импульсов (-600 А). Проведённые ранее эксперименты, не ставили перед собой задачу ответить на вопросы, которые будут освещены в этом разделе, где будет описано: а. Изучение возможности обращения импульсов с действительно ультраширокими спектрами (-600 А), а, следовательно, с ультракороткими длительностями (-30-Н0фс), которые сейчас широко используются как в экспериментальной физике, так и в технике. h. Экспериментальное сравнение угловой ширины синхронизма обращения ВФ по различным координатам в плоскости поперечной распространению лазерного луча.

4.3.I. Описание экспериментальной установки.

Опыты проводились в Институте Прикладной Физики РАМ, Нижний Новгород, на фемтосекундной лазерной системе с мощностью выходного пучка -100 ТВт. В экспериментах использовалась лишь часть 100 ТВт установки, а именно ее задающий генератор (ЗГ), стретчер и первый каскад усиления (см. Рис. 47). Задающим генератором (ЗГ) фемтосекундных импульсов является лазер (1) с активной средой Cnforsterite с синхронизацией, продольных мод за счет эффекта Керра (керровская линза). ЗГ обеспечивает непрерывный цуг лазерных импульсов с длительностью ~ 40 фс и спектральной шириной ~ 60 нм, следующих с частотой повторения 77 МГц. Средняя мощность в цуге составляет ~ 0.25 Вт при длине волны излучения 1250 нм. Для накачки активной среды ЗГ используется непрерывный волоконный лазер на ионах Yb. Мощность лазера накачки составляла 8 Вт.

Рис. 47. Принципиальная схема установки.

1- ЗГ, 2 — стретчер, 3 — система синхронизации, 4 — лазер накачки, 5 -кристалл удвоения DKDP, 6 — оптический фильтр, 7 — кристалл смешения DKDP, 8 — диагностика, ОРСА — первый каскад усиления.

Малая часть выходного излучеиия ЗГ поступает в систему синхронизации (3), а основная его доля направляется в стречер с полосой пропускания ~ 1000 см'1. (Напомним, что спектральная ширина лазерных импульсов составляет ~ 600 А). Длительность чирпированного лазерного импульса на выходе стречера составляет ~ 0.6 пс. Важно отметить, что, хотя задающий генератор излучает на несущей длине волны 1250 нм, во всех каскадах параметрического усиления кроме первого усиливается холостой (Х = 911 нм), а не сигнальный (Х = 1250 нм) импульс. Этот импульс рождается в первом каскаде параметрического усилителя и является фазово-сопряжённым к сигнальному (т.е обращённым). Причины такого параметрического смещения частоты подробно описаны в работе [32] и обусловлены ультраширокой полосой параметрического усиления на длине волны 911пм. Как было подробно объяснено во Введении, фемтосекуидный импульс следует растянуть во времени, внося фазовую модуляцию, т. е дисперсионную расстройку. При этом вместо классической схемы здесь используется особая схема построения стречера, [33], когда вместо системы с положительной дисперсией используется обычная решеточная пара, обладающая отрицательной дисперсией. Таким образом исходный растянутый до О. бис сигнальный импульс (1250 нм) обладает отрицательной дисперсией, а холостой — положительной. Чтобы обеспечить нужный знак третьего порядка дисперсии для холостого импульса (911 им), в стретчер дополнительно введена пара призм. Для накачки кристалла — первого каскада усиления — используется пучок второй гармоники Nd: YLF лазера (527 нм, см. 4 на Рис. 47). Этот пучок является результатом удвоения в кристалле DKDP излучения первой гармоники (1054нм) с энергией 1 Дж, длительностью импульса 1.5−5-1.7 не и частотой повторения 2 Гц. Распределение интенсивности пучка накачки в пятне радиусом в 5 мм было однородно, а ее максимальное значение достигало у 1 ГВт/см. Затем чирпированный импульс (далее будем называть его сигнальным) и излучение накачки смешиваются в кристалле DKDP (7), т. е в первом каскаде усиления. В результате па выходе кристалла появляется лазерный импульс с длинной волны 911 нм и обращенными к сигнальному спектральными и пространственными характеристиками.

4.3.2. Измерение параметров обращенного излучения. Хорошо зарекомендовавшая себя техника измерения волнового фронта, использованная в предыдущих экспериментах, к сожалению, оказалась неприменимой в данном исследовании. Причина в том, что структура размещения оптических элементов этого фемтосекундного комплекса слишком компактна и поэтому весьма неудобна для применённых выше диагностик ВФ. Для пояснения рассмотрим систему введения чирпированного импульса в кристалл смешения Рис. 48. J.

Рис. 48Схема иижекции чирпированного импульса. 1−40° призма, 2 телескоп, 3 кристалл смешения, 4-телескоп, 5 аберрационная линза, (пунктир — пучок накачки).

Чирпировапный импульс вышедший из стречера, прежде чем попасть в кристалл смешения, преломляется па призме 1, тем самым получая за счёт большой ширины спектра значительное угловое спектральное разложение. Поэтому различные спектральные компоненты идут по направлениям, соответствующим направлению синхронизма для этих длин воли. Это сделано для того, чтобы избежать увеличения угловой расходимости холостого импульса, за счёт разных направлений синхронизма для разных спектральных компонент. После прохождения призмы пучок сжимается телескопом 2 (М = 2.81) до диаметра ~3 мм. Это сделано, для того, чтобы использовать лишь центральную часть пучка накачки и тем самым избежать неоднородиостей накачки, которые привели бы к возникновению неоднородиостей в обращёпиом пучке. В связи с такой схемой мы встретили ряд проблем. Во-первых, внести возмущение в волновой фронт холостого импульса — в пашем случае это была сферическая линза (5) — можно было только в области непосредственно перед телескопом 2, так как изображение поверхности призмы прямо передавалась на поверхность кристалла (3). Таким образом, реальное угловое возмущение ВФ увеличивалось в 2.81 раз, и, тем самым мы были сильно ограниченны в выборе вносимых возмущений, т. е. выборе аберрационных линз. Во-вторых, для измерения волнового фронта с помощью трёхволиового интерферометра сдвига (ТВИС) требуется апертура, по крайней мере, 2 см, а не 3 мм, как это имеет место на существующей установке. (Размер апертуры и расстояние между отверстиями в репликаторе, как видно из описания, приведённого в Гл. 2, определяют разрешение ТВИС. Применяемый репликатор обеспечивает приемлемую точность только на апертуре большей, чем 2 см.) Таким образом, для корректных измерений диаметр обращёпного пучка следует расширить в 6.6 раз. Однако в этом случае оказывается, что если мы вносим в исходный пучок возмущение примерно в 10 длин волн то измерять придется уже в 6.6 раз меньшее возмущение. Такие возмущения находятся за пределами точности измерений ТВИС. Поэтому пришлось прибегнуть к более простому методу измерения ВФ — помимо обычных измерений в фокальной плоскости диагностической линзы были проведены измерения распределения интенсивности лазерного пучка в нескольких плоскостях до и после фокальной плоскости с тем, чтобы найти плоскость наилучшей фокусировки пучка и измерить распределение интепсивпостей в этих плоскостях. Отметим, что эта простая в применении диагностика имеет ряд недостатков. Следует понимать что, измеряя интенсивность, а пе фазовые набеги, как в случае ТВИС, измерения ВФ усложняются за счёт изначальной амплитудной модуляции в пучке. Кроме того, положение плоскости наилучшей фокусировки может быть найдено с приемлемой точностью, (~ 2 см) лишь после целой серии измерений.

Рассмотрим подробнее схему измерений ВФ, представленную на Рис 49. Как видно из рисунка, изображение с выходной поверхности кристалла переносится на линзу, в фокальной плоскости которой и производятся измерения распределения интенсивности. Если распределение интенсивности в фокальной F плоскости позволяет нам получить представление об угловом размере пучка, то распределение интенсивности в плоскости наилучшей фокусировки М дает информацию о его расходимости.

1 — диагностическая линза, F-фокальная плоскость, М плоскость наилучшей фокусировки.

Сопоставление распределений интенсивности в плоскостях F и М даст нам возможность также получить информацию об угловой ширине синхронизма по различным координатам.

4.3.3. Результаты измерений.

Измерения проводились с двумя различными аберрационными объектами, а именно, со сферическими линзами с фокусными расстояниями + 5000 мм и — 8400 мм. Измерение угловых характеристик сигнального пучка производилось с помощью относительно короткофокусной диагностической линзы с F = 400 мм. Измерения распределений интенсивности проводились с помощью ПЗС камеры, с последующей оцифровкой и передачей на ПК. На Рис. 50 представлены типичные распределения интенсивпостей на поверхности линзы, размер пучка примерно 3 мм.

Рассмотрим теперь распределение интенсивности излучения в фокальной плоскости анализирующей линзы (см. Рис. 51). При измерениях волнового фронта невозмущенного лазерного пучка характерная ширина распределения интенсивности в этой плоскости задается исключительно качеством исходного излучения. В частности, на Рис. 51 а хорошо видно, что расходимость излучения в двух взаимно ортогональных поперечных направлениях совпадают (сплошная и пунктирная кривые).

Рис. 50 Типичное распределение интенсивности на поверхности анализирующей линзы — размер апертуры.

5 мм.(ав пучок внесено возмущение, б-невозмущённый пучок).

В случае, когда в сигнальный пучок вводятся аберрационные линзы, по распределению интенсивности в фокальной плоскости хороню виден различный угловой размер пучка по двум поперечным координатам, которые соответствуют критичному и некритичному направлениям синхронизма в кристалле (Ср. кривые распределения интенсивности на Рис. 51 a, b и с). Это хорошо согласуется с приведёнными выше расчётами (Гл. I). Само по себе распределение интенсивности в фокальной плоскости говорит только об угловом размере анализируемого пучка. Так, например, невозможно по распределению интенсивности в фокальной плоскости отличить сходящийся и расходящийся пучки. Изначально распределение интенсивности в фокальной плоскости, например, сигнального пучка, задаётся его расходимостью и сферическим расхождением, заданным аберрационной линзой. Таким образом, доказательством обращения волнового фронта будет то, что кривизна волнового фронта обращенного пучка будет противоположного знака нежели тот, что обусловлен внесенной аберрационной линзой. При этом знак кривизны волнового фронта, определяющий, со сходящимся или расходящимся пучком мы имеем дело, легко определяется по положению плоскости наилучшей фокусировкирасположена она до или после фокальной плоскости. Как видно из Рис. 52 a, b и с, распределение интенсивности в плоскостях наилучшей фокусировки вполне симметрично и достаточно близко к распределению, зарегистрированному в фокальной плоскости в эксперименте с певозмущенным лазерным пучком. Само же смещение плоскости наилучшей фокусировки обращенного пучка от фокальной плоскости хорошо описывается простым сложением двух сферических волновых фронтов — фронта, формируемого анализирующей линзой (F = + 400 мм) и фронта, обусловленного введением аберрационной линзы, но противоположного знака. Так, при введении в исходный лазерный пучок линз с фокусными расстояниями + 5000 мм или — 8400 мм, волновой фронт обращенного пучка будет таким же, как у сигнального пучка при введении в исходный лазерный пучок линз с фокусными расстояниями — 5000 мм или + 8400 мм, соответственно. Это полностью согласуется с результатами, приведенными на Рис. 52.

Таким образом, факт обращения ультраширокополоспого излучения доказан.

Рис. 51 Распределение интенсивности в фокальной плоскости.

Заключение

.

Подведем итоги.

1. Создан экспериментальный лазерный комплекс для исследования обращения чирпированного широкополосного излучения состоящий из:

1.1. Задающего УК генератора иа иеодимовом стекле, формирующего на выходе спектрально ограниченные пучки фемтосекундной длительности (-200 фс, АХ =115 А);

1.2. Системы растяжения (стретчер), увеличивающей длительность фемтосекуидного импульса в ~ 3*10 до значения ~ 600 пс;

1.3. Системы прямого и параметрического усиления чирпированных импульсов.

1.4. Параметрического генератора широкополосного излучения (X = 1054 нм, ширина спектра 5 + 10 А, энергия ~ 5 мДж в импульсе длительностью — 20 не).

1.5. Лазера накачки (527 пм, ~20Дж в импульсе -30 ис с квазиплоским волновым фронтом — 1−2 диф. предела).

2. Разработаны новые методы и средства диагностики лазерного излучения, а именно:

2.1. Метод измерения волновых фронтов с помощью созданного нами трехволпового интерферометра сдвига, обеспечивающего при апертуре 2.5 см точность измерения меньше, чем 1 X;

2.2. Методы измерения длительности фемтосекундных импульсов как с помощью стандартного авто коррелятора, так и воспроизведенных нами широко известных схем FROG и GRENOULLE, позволяющих восстанавливать временную форму и фазу фемтосекундных импульса с длительностями вплоть до — 50 фс;

2.3. Методы обработки результатов измерений и реализующие их алгоритмы.

3. Проведено детальное численное моделирование процесса трёхволнового взаимодействия широкополосного излучения в нелинейных средах, в том числе:

3.1. Проведено численное моделирование трёхволнового взаимодействия для различных временных и пространственных профилей взаимодействующих лазерных пучков с апертурой ~1 см. Пространственные профили варьировались степенями гипергауссовского распределения (М = 2 и М=10) для различных углов неколлинеарности — а = 0.015, 0.1, 0, 2 рад.

3.2. Выполненные для одноосных и двухосных нелинейных кристаллов оценки неколлинеарности, углов синхронизма, спектральной и угловой ширин синхронизма показали, что в случае кристалла DKDP при синхронизме первого типа спектральная ширина синхронизма достаточна для обращения фемтосекундпых импульсов длительностью вплоть до ~30 фс. При этом угловая ширина синхронизма по некритичному направлению составляет ~ 1°, а по критичному — порядка нескольких угловых минут. 3.3. Показано, что воспроизведение волнового фронта сопряженной волны чирпироваиных фемтосекундных импульсов с гауссовой формой распределения интенсивности осуществляется с точностью не хуже 0.05 А.

4. Проведенные экспериментальные исследования процессов трехволнового взаимодействия лазерных импульсов и качества обращения волнового фронта позволили доказать, что:

4.1. Обращение лазерных импульсов со спектральной шириной вплоть до -10 А в процессе коллинеарного оее взаимодействия в кристаллах DKDP возможно.

4.2. При неколлинеарном оое взаимодействии в кристаллах DKDP возможно обращение фемтосекундных лазерных импульсов с длительностью -200 фс.

4.3. Обращение фемтосекундпых лазерных импульсов со спектральной полосой вплоть до 600 А в процессе неколлинеарпого оое взаимодействия возможно.

4.4. Диапазон углов в обращаемом пучке в кристаллах DKDP ограничен -1° по некритичному направлению и несколькими минутами по критичному.

4.5. Максимальное отклонение между волновыми фронтом исходного излучения и инвертированным волновым фронтом излучения разностной частоты не превышает 1 X, а среднеквадратичное отклонение между ними не превышает 0.5 X (при апертуре лазерного пучка -2.5 см) — причем разница между ними определяется в основном отклонением волнового фронта второй гармоники от плоского.

4.6. Волновой фронт обращенной в нелинейном кристалле волны практически пе зависит от ее спектральной ширины.

5. Экспериментально определены количественные критерии для достижения эффективного обращения в DKDP кристаллах, в частности, определены пределы возмущений волнового фронта, которые возможно обратить без искажения.

6. Сравнение экспериментальных данных и результатов численных расчетов подтвердило адекватность выбранной теоретической модели.

Совокупность полученных результатов открывает путь для решения проблемы формирования УК лазерного излучения высокого оптического качества. В работе впервые получено экспериментальное доказательство ОВФ широкополосных чирпированпых импульсов, а также исследованы факторы, влияющие на качество и эффективность обращения.

В заключение считаю приятным долгом выразить глубокую благодарность доктору физико-математических наук, профессору Александру Юрьевичу Гольцову за научное руководство, помощь, бесконечное терпение и благожелательностькандидату физико-математических наук Руслану Васильевичу Смирнову за неоценимую помощь в проведении расчётовкандидату физико-математических наук Владимиру Михайловичу Черняку за ценные замечания и дискуссииРустэму Габидовичу Бикматову за непрерывную помощь в решении технических проблем в процессе исследованийКулакову Дмитрию Михайловичу за создание и техническую поддержку приборов ПЗС.

Список публикаций по материалам диссертации.

1. М. М. Пергамент Получение сопряженного волнового фронта широкополосного излучения при трехволновом взаимодействии в нелинейном кристалле// Диссертация на соискание степени магистра в областях физики и математики, МФТИ (2000).

2. Н. А. Марченко, В. И. Павлов, М. М. Пергамент Three Wave Lateral Shearing Interferometer VIII Ukrainian Conference and School on Plasma Physics and Controlled Fusion, Alushta, Book of Abstracts, p. 191 (2000).

3. M. И. Пергамент, M. M. Пергамент, P. В. Смирнов, В. И. Соколов Определение требований к параметрам лазерных лучей, участвующих в трехволновом взаимодействииоценка конверсионной эффективности при обращении узкополоспых импульсоврассмотрение теоретических подходов для анализа процессов обращения широкополосного излучения// Report on CRDF Grant No. RP0−10 715-LLNL «Chirped Pulse Phase Conjugation», Troitsk (2001).

4. M. И. Пергамент, M. M. Пергамент, P. В. Смирнов, В. И. Соколов Разработка фемтосекундного лазера и диагностики фемтосекундного диапазонаразработка лазера накачкианализ процессов обращения широкополосного излучения //Report on CRDF Grant No. RP0−10 715-LLNL «Chirped Pulse Phase Conjugation», Troitsk (2002).

5. А. А. Вольферц, В. В. Крыжко, М. И. Пергамент, М. М. Пергамент, В. В. Симонов Реальные свойства ПЗС-камер// SPIE Vol. 4998 pp. 59−62 (2002).

6. А. 10. Гольцов, М. И. Пергамент, М. М. Пергамент, Р. В. Смирнов, В. И. Соколов, В. М. Черняк// Расчет параметров лазерных импульсов, обеспечивающих высокую эффективность обращения волнового фронтазапуск фемтосекундного задающего генератора и стречера// Report on CRDF Grant No. RP0−10 715-LLNL «Chirped Pulse Phase Conjugation», Troitsk (2003).

7. A. IO. Гольцов, M. И. Пергамент, M. M. Пергамент, P. В. Смирнов, В. И. Соколов, Д. Эймерл Femtosecond Lasers and Chirped Pulse Phase Conjugation in Nonlinear Crystals// Third International Conference on Inertial Fusion Sciences and Applications (IFSA2003), Monterey, USA, State of Art pp. 666−669 (2003).

8. А. Ю. Гольцов, M. И. Пергамент, M. M. Пергамент, P. В. Смирнов, В. H. Юфа Начальные эксперименты по обращению волновых фронтов фемтосекундных импульсовформулирование требований к принципиальному эксперименту// Report on CRDF Grant No. RP0−10 715-LLNL «Chirped Pulse Phase Conjugation», Troitsk (2004).

9. А. Ю. Гольцов, М. И. Пергамент, М. М. Пергамент, Р. В. Смирнов, В. Н. Юфа Качество волнового фронта обращенных чирпированпых импульсовэффективность и воспроизводимость процесса обращения// Report on CRDF Grant No. RP0−10 715-LLNL «Chirped Pulse Phase Conjugation», Troitsk (2004).

10. A. 10. Гольцов, M. И. Пергамент, M. M. Пергамент, Р. В. Смирнов, В. Н. Юфа Эффективность обращения пространственно профилированных импульсовразработка и численное моделирование оптической схемы промышленных лазеров с коррекцией волнового фронта// Report on CRDF Grant No. RP0−10 715-LLNL «Chirped Pulse Phase Conjugation», Troitsk (2004).

11. В. H. Гинзбург, А. Ю Гольцов, В. В. Ложкарев, М. М. Пергамент, Р. В. Смириов, И. В. Яковлев Фемтосекундные лазеры и обращение волнового фронта чирпированпых импульсов в нелинейных кристаллах// International Conference on High Power Laser Beams (HPLB-2006), Book of Abstracts, p. 85, Nizhniy Novgorod, Russia (2006).