Функциональная схема Nd:YAG лазера с ГВГ
Функциональная схема Nd:YAG лазера, рассматриваемого в данной ла- бораторной работе представлена на рис. 2.5. В лазере происходит внут- рирезонаторное преобразование во вторую гармонику излучения с дли- ной волны λ = 1,06 мкм. Излучение от массива лазерных диодов через согласующую оптику фокусируется на стержне Nd:YAG. В качестве преобразователя частоты используется нелинейный кристалл KTP
(KTiOPO
4
), не требующий термостатирования. Преобразователь часто- ты включает в себя специальное выходное зеркало («глухое» на основ- ной длине волны λ= 1,06 мкм и пропускающее на длине волны гармо- ники λ= 532 нм), нелинейный кристалл и оптический фильтр. Оптиче- ский фильтр является третьим внутрирезонаторным зеркалом, предна- значенным для однонаправленного вывода излучения второй гармони- ки. Излучатель и преобразователь выполнены в виде отдельных блоков и юстируются непосредственно в корпусе лазера. БП – импульсный блок питания для лазерных диодов.
Рис. 2.5. Функциональная схема лабораторного Nd:YAG лазера
2.4. Программа работы
1.
Изучить функциональную схему и принцип работы неодимового лазера (на примере лазера LP-1M).
2.
Измерить выходную мощность излучения лазера ЛТ-01 (с исполь- зованием приемника Ophir PD-300).
38 3.
Визуально определить длину волны излучения.
4.
С помощью фотодиода DET10A и осциллографа измерить длитель- ность импульса генерации и частоту следования импульсов.
5.
Рассчитать энергию в импульсе генерации.
2.5. Контрольные вопросы
1.
Поясните принцип формирования инверсии в четырехуровневой схеме и ее отличие от трехуровневой схемы.
2.
Каков квантовый КПД Nd:YAG лазера?
3.
В каких режимах может работать Nd:YAG лазер?
4.
Какие длины волн можно получить от Nd:YAG лазера?
5.
Какой тип накачки применяется в Nd:YAG лазерах?
6.
В каких областях спектра находятся основные полосы поглощения иона Nd
3+
?
7.
Для чего применяется эффект генерации второй гармоники?
8.
Почему должно выполняться условие фазового синхронизма?
9.
Назовите основные типы нелинейных кристаллов, применяемых для ГВГ.
10.
В чем заключается отличие положительного и отрицательного од- ноосного кристалла?
11.
Поясните отличия эффектов ГВГ и ОПГ.
39
Лабораторная работа № 3
ИЗМЕРЕНИЕ ДИАМЕТРА ПУЧКА И РАСХОДИМОСТИ ИЗЛУ-
ЧЕНИЯ ЛАЗЕРА
3.1. Цель работы
Провести измерения геометрических параметров лазерного пучка - рас- ходимость пучка и его поперечные размеры. Понять причины возникно- вения расходимости излучения.
3.2. Предварительное задание
Изучить геометрические методы измерения параметров лазерного пуч- ка. Определить дифракционную расходимость луча диаметром 3 мм для длин волн λ
1
=632,8 нм и λ
2
=532 нм и диаметр дифракционно- ограниченного пучка на расстоянии 25 м.
3.3. Теоретические сведения
Важной характеристикой лазерной системы является расходимость излучения, выраженная в радианах. Чем меньше расходимость, тем меньше диаметр пучка на расстоянии от источника будет отличаться от исходного. Кроме того, этот параметр ответствен за то, в каком мини- мальном объеме может быть сконцентрировано лазерное излучение. Из- вестно, что предельный размер пятна фокусировки определяется ди- фракционными явлениями и примерно равен длине волны излучения.
Однако в реальных лазерных системах ограничение на степень фокуси- ровки наступает на более ранней стадии из-за расходимости пучка. Ог- раничения на расходимость в мощных лазерных установках возникают из-за многих причин, прежде всего в результате неоднородности актив- ной среды в больших объемах и отклонения от идеальных оптических поверхностей призм, линз, зеркал и других элементов, используемых в усилителях. Неоднородности активной среды могут возникнуть из-за несовершенства технологии ее изготовления (например, микропримеси, вкрапления, дефекты кристаллической решетки и т.п.). Они могут также появиться в процессе работы лазера: термические искажения из-за не- равномерной накачки и, следовательно, неравномерного нагрева объема активной среды, самофокусировка, облегчающаяся при наличии неод- нородностей интенсивности в поперечном сечении лазерного пучка и т.д.
40
При определении расходимости лазерного пучка необходимо раз- личать структуру поля излучения в «ближней» и «дальней» зонах.
Некогерентная компонента излучения (а таковая в той или иной мере всегда присутствует в выходном пучке), дифракция на выходной апертуре, рассеяние на неоднородностях активной среды и зеркал и пр. дадут в «ближней» зоне смесь плоских и сферических волн. Эту область еще называют «френелевой».
Как видно из рис. 3.1, на расстоянии
2 0
D / л
l=
(3.1) некогерентная компонента выходит за пределы основного «когерентно- го» пучка излучения. Далее остается компонента с плоским фронтом волны, которую обычно описывают приближением Фраунгофера. Таким образом, при
2 0
D / л
l l< =
мы имеем ближнюю («френелеву») зону, а при
2 0
D / л
l l> =
дальнюю («фраунгоферову») зону.
Для He-Ne-лазера (λ=632,8 нм) с диаметром пучка 4 мм из формулы
(3.1) получаем
l0 = 25 м.
Рис. 3.1. Ближняя и дальняя зоны лазерного пучка Рассмотрим волну с полной пространственной когерентностью
(идеальный случай). Даже в этом случае пучок с конечной апертурой будет неизбежно расходиться вследствие дифракции. На рис. 3.2,
а изо- бражена волна с однородным поперечным распределением интенсивно- сти и
плоским волновым фронтом, падающая на экран S
с круговым от- верстием диаметром D. Согласно принципу Гюйгенса-Френеля волно- вой фронт пучка в некоторой плоскости Р
за экраном можно предста- вить как результат суперпозиции элементарных волн (вэйвлетов)
, ис- пущенных из каждой точки отверстия. Видно, что из-за конечности диаметра отверстия D
пучок должен иметь конечную расходимость. Ве-
41
личину угла дифракционной расходимости (относительно оси пучка) можно определить из выражения: d
и вл / D
=
,
(3.2) где β – числовой коэффициент порядка единицы, точное значение кото- рого зависит от формы отверстия и вида распределения интенсивности излучения в его плоскости. В случае бесконечной щели шириной D ко- эффициент β=1. В случае равномерно освещенного круглого отверстия
β=1,22. Пучок, угол расходимости которого может быть выражен соот- ношением (3.2), в котором β1, называют дифракционно-ограниченным.
В случае если лазерный луч выходит через круглое отверстие диамет- ром D, полная расходимость дифракционно-ограниченного пучка будет определяться как
DL
d и
2и
2,44л / D
=
=
(3.3)
a
б
Рис. 3.2. Расходимость плоской, пространственно-когерентной, электро-
магнитной волны вследствие дифракции (а) и примеры пучков с частичной
пространственной когерентностью (б).
Если пучок имеет только частичную пространственную когерент- ность, то его расходимость будет больше минимальной величины, обу- словленной дифракцией. Действительно, для любой точки Р' волнового фронта принцип Гюйгенса-Френеля может быть применен только к точ- кам, лежащим в пределах площади когерентности S
c вблизи Р'. Таким образом, размеры области когерентности играют роль ограничивающего отверстия для когерентной суперпозиции элементарных волн. В случае если пучок диаметром D состоит из множества некоррелированных пучков меньшего диаметра d (рис. 3.2,
б
), каждый из которых является
42
дифракционно-ограниченным (т.е. пространственно когерентным), рас- ходимость всего пучка в целом будет равна θ
d
= βλ/d. Если бы такие пучки были коррелированными (т.е. их излучение являлось бы син- хронным), то расходимость бы равнялась θ
d
= βλ/D. В общем случае, ко- гда пучок имеет заданное распределение интенсивности по диаметру и область когерентности диаметром D
c в заданной точке Р (рис. 3.2,
б), угол расходимости будет определяться как d
c и
вл / D
=
(3.4)
Итак, понятие направленности тесно связано с понятием простран- ственной когерентности.
Поскольку волны, испущенные из каждой области когерентности, в общем случае не когерентны друг с другом, на больших расстояниях (в дальней зоне) необходимо суммировать не напряженности, а интенсив- ности полей. Пусть волна представляет собой два
когерентных пучка от соседствующих источников, с диаметром поперечного сечения
D
c каж- дый (рис. 3.3), причем эти пучки не когерентны друг с другом. Положим
D
c
= 100 мкм и
λ = 0,5 мкм. В соответствии с соотношением (3.4) имеем
θ
d
= 2·10
-2
рад, так что на расстоянии, например, L = 25 м диаметр попе- речного сечения пучка, исходящего из первой области когерентности, будет равен c
d d
D D +2и L 2и L 1 м
≈
≈
=
Рис. 3.3. Поперечные профили излучения от двух некогерентных источ-ников на большом расстоянии В той же плоскости диаметр поперечного сечения пучка, исходяще- го из второй области когерентности, будет также равен D, при этом се-
43
чения будут сдвинуты на пренебрежимо малую величину, равную D
c
Таким образом, на больших расстояниях суммарный пучок будет иметь такие же поперечные размеры, что и пучок, приходящий из одной зоны когерентности.
Итак, имеем d
c
D 2и L 2(вл / D )L
=
=
(3.5)
Следовательно, угол расходимости пучка составляет c
и D/2L вл / D
=
=
. (3.6)
Измерение расходимости излучения
Расходимость интересующего нас излучения определяется, конеч- но, структурой поля в дальней зоне. Существует два основных способа, с помощью которых можно измерить направленность или расходимость лазерного пучка.
1) Путем измерения диаграммы направленности пучка на большом расстоянии от источника. Пусть D
1
– диаметр пучка, измеренный на очень большом расстоянии L от источника (в дальней зоне). Тогда по- ловинный угол диаграммы направленности пучка θ (рис. 3.4) может быть получен из соотношения:
1 1
и 2 arctg(D /2L) D /L
= ⋅
≈
(3.7)
Рис. 3.4. Измерение расходимости излучения в дальней зоне
В лабораторных измерениях проводить измерения характеристик лазерного пучка непосредственно в дальней зоне порой проблематично из-за линейных размеров. Как указывалось выше при D = 4 мм и
λ =
632,8 нм длина ближней зоны составляет порядка 25 м. Соответственно, измерения расходимости и поперечных размеров пучка следует прово- дить на расстояниях больших 25 м. Поэтому в лабораторной практике для измерения поля в дальней зоне используют обычно метод фокуси- ровки излучения.
44 2) Метод фокусировки излучения заключается в измерении ради- ального распределения интенсивности I(r) пучка, сфокусированного в фокальной плоскости линзы.
Объектив (в отсутствие аберраций) превращает плоский фронт волны в сферический, т.е. в точечное изображение в фокусе оптической линзы. Если же волна не плоская (т.е. луч расходится), то в фокальной плоскости получается круглое изображение конечных размеров с диа- метром d d и F
= ⋅ ,
(3.8)
где F - фокусное расстояние объектива.
Тем самым, чтобы измерить расходимость θ, т.е. на половине ин- тенсивности, необходимо использовать безаберрационный объектив с известным фокусным расстоянием и апертурой большей сечения пучка, измерить величину d на уровне I
max
/2 и подставив в формулу (3.8) полу- чить величину θ. Чем больше фокусное расстояние объектива (линзы), тем точнее будет определено значение θ.
Величину d можно определить фотографическим способом – раз- мещая фотопленку в фокальной плоскости, с последующим фотометри- рованием по стандартным методикам.
Можно воспользоваться и методом калиброванных диафрагм. В этом случае, размещая поочередно диафрагмы с известным диаметром отверстия d
1
в фокальной плоскости, измеряют мощность (интенсив- ность) прошедшего излучения (используя стандартный измеритель мощности лазерного излучения, либо ФЭУ, с последующим усилением сигнала, если его величина мала). Соответственно, при d
1
>d все излуче- ние пройдет через диафрагму, при d
1
1
=d. И далее определяем θ.
Возможен еще один простой вариант определения θ, объединяю- щий оба предыдущих способа, и более точный.
В фокальной плоскости длиннофокусной линзы размещают диа- фрагму с диаметром d
1
заведомо много меньшим d. Затем, прецизионно перемещая диафрагму поперек оси пучка, получают радиальное распре- деление интенсивности пучка, определяют I
max
, и d на уровне I
max
/2. В качестве приемника излучения здесь также используется либо измери- тель мощности, либо другой стандартный прибор.
Более точное определение расходимости лазерного пучка воз- можно с привлечением более сложных методов.
Измерение поперечных размеров пучка
Поперечные размеры пучка легко определять для видимого излу-
45
чения имеющего размеры более нескольких миллиметров.
Самый простой способ - визуальный. Здесь возможно несколько вариантов. Первый – просто измеряя линейкой диаметр пучка (обяза- тельно с использованием защитных очков!). Второй - пропуская несфо- кусированный луч через набор калиброванных диафрагм (но естествен- но здесь существенно большего диаметра d
2
, чем в случае определения расходимости излучения). При d
2
=D все излучение должно проходить через диафрагму. Это значение и принимается за диаметр пучка. При поперечных размерах пучка около 1–2 мм и меньше описанные приемы дают большую ошибку. В этом случае, расширив размеры пучка с по- мощью объектива с большей апертурой, чем сечение пучка и известным фокусным расстоянием имеют следующую картину (рис. 3.5).
Рис. 3.5. Схема измерения поперечных размеров лазерного пучка
Из геометрического рассмотрения имеем:
1
об об
D F
D
F
l
⋅
=
∆ −
. (3.9)
C определением поперечных размеров пучка излучения невидимого диапазона спектра дело обстоит несколько сложнее. Здесь надо исполь- зовать специальные приемники излучения (как впрочем, и при измере- нии расходимости излучения).
3.4. Программа работы
1.
Измерить расходимость излучения гелий-неонового лазера.
2.
Измерить диаметр пучка излучения гелий-неонового лазера.
3.
Измерить расходимость излучения твердотельного лазера.
4.
Измерить диаметр пучка излучения твердотельного лазера.
46 5.
Сравнить полученные результаты с расчетными данными для слу- чая дифракционной расходимости.
6.
Высказать свои соображения о точности измерения указанных ве- личин.
3.5. Контрольные вопросы
1.
Что такое расходимость лазерного излучения?
2.
Чем обусловлена расходимость излучения?
3.
Из каких компонент состоит лазерное излучение?
4.
Чем ограничивается минимальная расходимость пучка излучения?
5.
Как уменьшить расходимость? Можно ли сделать её нулевой?
6.
Какие методы измерения расходимости вы знаете?
7.
Поясните понятия дифракции Френеля и дифракции Фраунгофера.
8.
Как соотносится диаметр пучка с диаметром ГРТ?
9.
Как нужно выбирать расстояние от выходного окна лазера до лин- зы и от линзы до экрана при измерении расходимости?
10.
На каком расстоянии от источника излучения следует измерять расходимость пучка?
47
Лабораторная работа № 4
ПЕРЕДАЧА ДАННЫХ ПО ОПТОВОЛОКНУ
4.1. Цель работы
Ознакомиться с принципом действия и конструкцией оптоволокна и осуществить с помощью него передачу лазерного излучения. Освоить принципы построения оптико-электронных систем с использованием микроконтроллеров и оптоэлектронных приборов.
4.2. Предварительное задание
1.
Изучить принцип передачи излучения (информации) по оптоволок- ну, применяющиеся способы кодирования информации, виды при- меняющихся волокон, их параметры.
2.
Определить коэффициент пропускания
T
для оптоволокна длиной
2 м с затуханием 10 дБ/км (50 дБ/км).
3.
Лазерный пучок передается по волоконной линии с затуханием
0,03 м
-1
. Как изменится интенсивность света через 10 м, 100 м. Ука- зать затухание в дБ.
4.
Определить числовую апертуру, критический угол и удельную раз- ность показателей преломления для световода с n
1
=1,47 и n
2
=1,46.
4.3. Теоретические сведения
Прогресс в области телекоммуникаций, происходящий в последние годы, связан, прежде всего, с развитием и интенсивным внедрением во- локонно-оптических линий связи (ВОЛС) [19–22].
Средой передачи информации в оптических системах связи являет- ся оптическое волокно (ОВ). Первое оптическое волокно с потерями 20 дБ/км (на длине волны 0,633 мкм) было изготовлено фирмой Corning
Glass Works в 1970 г. В 1972 г. потери в ОВ были снижены до 4 дБ/км, а современные волокна имеют потери менее 0,2 дБ/км (на длине волны
1,55 мкм). Изначально волокно было исключительно хрупким. Для его функционирования в качестве надежного высококачественного компо- нента системы, волокно не должно иметь изъянов и быть защищенным от механического воздействия. Современное волокно может быть завя- зано в узел диаметром 5 мм и при этом не разрушится. Типичные длины волн современных ВОЛС составляют 1,3 и 1,55 мкм; используются од-
48
номодовое волокно (также волокно со смещенной дисперсией),
InGaAsP/InP лазерный передатчик, InGaAsP/InP детектор.
Большое распространение волоконные оптические системы полу- чили благодаря ряду достоинств, которые отсутствуют при передаче сигналов по медным кабелям (коаксиальные, витая пара) или по радио, в качестве среды передачи:
•
широкая полоса пропускания
•
малое затухание сигналов
•
отсутствие электромагнитных помех
•
дальность передачи на десятки километров
•
срок службы более 25 лет
•
обеспечение гальванической развязки
На рис. 4.1 представлена структура оптоволокна. Обычно световод включает в себя внутреннюю область – сердцевину, с высоким показа- телем преломления (n
1
), однородную в направлении распространения излучения, а также внешнюю оболочку с меньшим показателем пре- ломления (n
2
1
). По сердцевине и распространяется излучение. Сече- ния световодов бывают различными, наиболее часто встречающийся тип сечения – круглый. Свет, распространяющийся по световоду, пред- ставляет собой электромагнитную волну, поэтому для проведения стро- гого анализа необходимо решать волновое уравнение, вытекающее из уравнений Максвелла. Мы же ограничимся представлениями геометри- ческой оптики.
Рис.4.1. Структура оптоволокна
Известно, что в разных средах луч света распространяется с разной скоростью. Попадая на границу двух прозрачных сред, луч света час- тично отражается, частично преломляется (рис. 3.2). Угол отраженного луча равен углу падающего, а угол преломленного луча зависит от со- отношения показателей преломления сред. Согласно закону Снеллиуса: произведение синуса угла падающего и преломленного лучей на соот- ветствующие показатели преломления сред равны.
49
а
б
Рис. 4.2. Прохождение света через границу раздела двух сред
Поставим условие, чтобы преломленный луч не проникал во вто- рую среду (рис. 3.2,
б
), а двигался вдоль границы раздела. Так как при этом
γ=90°, то нетрудно вычислить так называемый
критический угол
:
2
кр
1
n sin б n
=
(4.1)
Это формула объясняет
эффект полного отражения
, на котором основана вся оптоволоконная технология.
Рассмотрим прохождение излучения по плоскому световоду. Опти- ческий луч, проходя по световоду испытывает полные многократные отражения от границы раздела «сердцевина – оболочка». Однако если угол падения Q становится больше критического значения, полного от- ражения не происходит и излучение проникает в оболочку.
Рис.4.3. Распространение света, падающего на световод, по оптоволокну:
1 – угол приема лучей 2Q
max
., 2 – свет, который не передается по световоду (Q>Q
c
),
3 – оболочка с n
2
, 4 – сердцевина с n
1
, 5 – распространяющееся излучение, 6 – фазо-
вый сдвиг при отражении
50
Максимальный (критический) угол, при котором происходит пол- ное отражение, определяется формулой:
2 2
2 1
2
c
2 1
1
n n n
Q
arccos arcsin arcsin 2
n n
−
=
=
=
∆ (4.2)
Параметр
∆ называется удельной разностью показателей преломления и определяется через показатели преломления сердцевины и оболочки
2 2
1 2
1 2
2 1
1
n n
n n
2 n n
−
−
∆ =
≈
⋅
(4.3)
Луч света, который распространяется в световоде, отражаясь от границы раздела под максимальным углом Q
c
, при вводе в световод, со- гласно законам преломления, падает на его торец под еще большим уг- лом Q
max
>Q
c
:
2 2
2 2
max
1
c
1 2
Q
arcsin(n sin Q ) arcsin (n n )
−
=
⋅
=
(4.4)
Этот угол является максимальным углом, при котором возможно завести и вывести излучение из световода.
Величина
1 1
c
NA n
2
n sin Q
= ⋅ ∆ = ⋅
– называется числовой апертурой световода.
Скачать 1.85 Mb.