Кулоновское уширение нелинейных спектральных резонансов Бабин Сергей Алексеевич

Содержание к диссертации

Введение

1 Экспериментальная техника и методы исследований 38

1 Сильноточный разряд с продольным потоком газа 39

2 Методы диагностики и параметры плазмы ионных лазеров 44

3 Выпукло-вогнутый резонатор для селекции поперечныхмод 55

4 Селекция продольных мод 65

2 Влияние кулоновского рассеяния на генерациюионных лазеров 75

5 Основы теории кулоновского уширения нелинейных резонансов 75

6 Уширение провала Лэмба в аргоновом и криптоновом лазерах 85

7 Кулоновское рассеяние и мощность одночастотной генерации 98

3 Кулоновское уширение резонансов насыщения в спектре пробного поля 107

8 Спектр спонтанного испускания в присутствии сильного поля на смежном переходе 108

9 Параметры метастабильных уровней 113

10 Гигантское кулоновское уширение провала Беннета на метастабильном уровне 123

4 Антистоксов комбинационный ионный лазер 133

11 Л-схема с короткоживущим конечным уровнем 134

12 Л -схема с долгоживущим конечным уровнем 140

13 Резонансный пик генерации 149

5 Кулоновское уширение резонансов, обусловленных когерентными эффектами 162

14 Интерференционный резонанс в спектре зеемановского ионного лазера, V-схема 163

15 Эффект полевого расщепления в спектре пробного поля, Л-схема 174

16 Эффект высших пространственных гармоник когерентности 185

6 Нелинейные спектральные резонансы в 4- уровневой системе Na2 199

17 Резонансное четырехвол новое смешение в двойной Л- схеме 199

18 Эффект полевого расщепления в N-схеме с двумя сильными полями 220

Заключение 233

• Методы диагностики и параметры плазмы ионных лазеров
• Уширение провала Лэмба в аргоновом и криптоновом лазерах
• Параметры метастабильных уровней
• -схема с долгоживущим конечным уровнем

Введение к работе

Идея источников когерентного излучения и создание мазеров [1,2], а затем и первого лазера [3], в начале 60-х годов привели к перевороту в физике и формированию новых областей, условно лазерной физики: квантовой, когерентной и нелинейной оптики, нелинейной спектроскопии, квантовой электроники, оптоэлектроники, фотоники и других. В основе качественно новых свойств, приведших к прорыву, лежат высокая спектральная плотность и когерентность лазерного излучения. Лазер - это квантовый генератор электромагнитных волн в оптическом диапазоне спектра, использующий внутреннюю энергию вещества. Источником энергии обычно являются возбужденные состояния квантовых частиц. Для усиления и генерации света необходима инверсия насел енностей квантовых состояний, а за счет "вынужденности" процесса испускания под действием световой волны достигается когерентность отдельных излучателей.

К настоящему времени лазерная генерация реализована в различных активных средах (атомарных и молекулярных газах, жидкостях, кристаллах, стеклах, полупроводниках, оптических волокнах и кластерах), как в импульсном, так и непрерывном режимах. Линии генерации имеются практически во всем оптическом диапазоне, включая УФ, видимую и ИК области спектра [4]. Значения мощности генерации превысили петаваттный уровень [5], при этом сфокусированное лазерное поле больше внутриатомного кулоновского поля на несколько порядков. Разнообразие новых эффектов в этих условиях привело к формированию новой области - атомной физики в сверхсильных полях [6]. Работы по уменьшению длительности привели к получению лазерных импульсов короче 5 фемтосекунд в оптическом диапазоне, что уже близко к предельному значению в одно световое колебание, см. напр. [7]. Преобразование та-

ких импульсов в вакуумный ультрафиолетовый (ВУФ) и рентгеновский диапазоны спектра посредством генерации высоких гармоник позволяет получать суб-фемтосекундные импульсы и открывает перспективы ат-тосекундной метрологии [8]. Методы преобразования частоты лазерного излучения также активно развиваются, как на основе генерации гармоник, так и вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР) [9-11], четырехволнового смешения и параметрической генерации [12,13], генерации суперконтинуума [14,15] и близки к получению практически произвольной длины волны излучения из ограниченного набора исходных лазерных источников. При этом резонансное и когерентное преобразование света намного эффективней, что позволяет применить разработанные методы и для относительно маломощного непрерывного лазерного излучения, см. напр. [9,16]. Прогресс в этом направлении достигнут во многом за счет применения эффекта электромагнитно-индуцированной прозрачности (ЭИП), который позволяет устранить поглощение света в резонансных условиях [17,18].

Как генерация, так и преобразование лазерного излучения - это процесс взаимодействия сильного светового поля с веществом. Исследование данной фундаментальной проблемы лежит в основе практически всех "лазерных" областей физики. При ее рассмотрении обычно разделяют процессы распространения и резонансного взаимодействия излучения с отдельными частицами. Соответственно, задачу о распространении электромагнитных волн и их взаимодействии между собой в нелинейной оптической среде изучает нелинейная оптика [19,20], а резонансное взаимодействие светового поля с квантовой системой, имеющей внутренние состояния, и соответственно резкие спектральные зависимости коэффициентов поглощения/усиления и нелинейной восприимчивости вблизи резонансных частот, - нелинейная (лазерная) спектроскопия [21-26].

Внутренние состояния вещества обычно моделируются небольшим

количеством уровней энергии, в простейшем случае двумя. При резонансном взаимодействии частота волны ш близка к боровской частоте и)_тп = (Е_т — Е_п)/Н перехода между какими-либо состояниями тип частиц среды с энергиями Е_т и Е_п (Н - постоянная Планка), Рис. 1а. Классификация основных эффектов нелинейной спектроскопии обычно проводится в рамках теории возмущений по сильному полю [22,23]. Сильная резонансная электромагнитная волна вызывает следующие изменения в квантовой системе:

выравнивание населенностей уровней и соответственно насыщение поглощения/усиления (эффект насыщения);

расщепление уровней под действием электрического поля световой волны (эффект полевого расщепления);

интерференцию квантовых состояний из-за их перемешивания резонансным полем (нелинейный интерференционный эффект - НИ-ЭФ).

Радиационные процессы могут быть одно-, двух- и многоквантовыми, т.е. процесс излучения/поглощения разных квантов света может происходит как независимо (однокваитовыс, ступенчатые процессы), так и синхронно (двух- и мпогокваитовыс процессы). При этом, если квантовая система допускает несколько вариантов перехода из одного квантового состояния в другое, например, через ступенчатые и двухквантовые процессы, то говорят также о квантовой интерференции. Аналогично интерференции полей классических волн, в квантовом случае рассматривают взаимное погашение или сложение амплитуд вероятностей переходов. Такой подход, активно развиваемый в последнее время, оказался достаточно продуктивным для описания целого класса резонансных явлений: ЭИП, когерентное пленение населенностей, усиление и генерация

без инверсии под действием управляющей волны (см. напр. [16-18,27-30] и цитируемую там литературу), - которые в свою очередь являются проявлениями эффекта полевого расщепления и НИЭФ [31-34].

(а) „ (б)

m г-

0 rjk+Av_m v_T v

Рис. La — 2-уровневая схема лазерного перехода: сильное лазерное поле условно показано двойной стрелкой, ширины уровней - боксами, населенности - кружками; б распределение населенности верхнего уровня N_m по проекции скорости частиц на направление волнового вектора v без поля, с полем, с полем и столкновениями (пунктирная, сплошная и штриховая линии соответственно).

В оптическом диапазоне спектра тепловое движение частиц в газе приводит к значительному уширению спектральных линий из-за эффекта Доплера: при тепловой скорости у? ~ Ю⁵ см/с характерная ширина составляет кут ~ 1 ГГц, где к = ш/с = 2-7г/А - волновой вектор, А ~ 1 мкм - длина волны, Рис.16. В этих условиях нелинейные эффекты позволяют формировать узкие резонансные структуры на фоне широкого доплеровского спектрального контура линии - т.н. нелинейные спектральные резонансы, которые несут информацию о характеристиках отдельного атома (дипольный момент, константы релаксации), а также его взаимодействии с окружением (внешние поля, столкновения).

Наиболее известным примером нелинейного резонанса является провал Лэмба, наблюдаемый в частотной зависимости мощности генерации газовых лазеров [35]. Резонанс обусловлен эффектом насыщения, кото-

рый приводит к выравниванию населенностей уровней на резонансных скоростях и формированию неравновесных структур в распределении иасслсппостсй уровней по скоростям, называемых провалами (пиками) Беннета [36,37], Рис.16. Для лазерных линий нижний уровень обычно является быстрораспадающимся, а верхний - долгоживущим, т.е. их константы релаксации относятся как Г_п ^> Г_т, что обуславливает инверсию населенностей N_m ^> JV„. В этом случае в выражении для коэффициента усиления (до ос N_m — N_n) можно учитывать только верхний уровень. Провал Бсннста в распределении населенности по проекциям скорости на направление волнового вектора N_m(v) имеет глубину, определяющуюся уровнем потерь в резонаторе. При генерации в резонаторе стоячей волны с большой отстройкой частоты от резонанса Q = ш — ш_тп ^> Г_т)П, сильное поле индуцирует два неперекрывающихся провала Бсипста, центрированных на резонансных скоростях v = ±Q/k. В точном резонансе, Q=0, провалы Бсннста полностью перекрываются, что приводит к уменьшению мощности лазера в центре линии. В модели релаксационных констант [22] ширина провалов Беннета в распределении населенностей и провала Лэмба в частотной зависимости мощности лазера характеризуется однородной шириной линии Г_пт = (Г_т + Г_п)/2. Столкновения приводят к уширению провалов, Рис.16.

Для учета столкновений обычно бывает достаточным соответствующим образом скорректировать релаксационные константы, однако измерения формы нелинейных резонансов позволяют с высокой точностью определять детали столкновительных процессов. Нелинейно-спектроскопические методы в 70-80-х годах с успехом применялись в исследованиях атомарных и молекулярных газов [38,39], в частности, с их помощью можно различать столкновения с изменением фазы, скорости или ориентации, а также сильные (с большим изменением скорости) и слабые (с малым изменением) столкновения [21-26]. Разность столкнови-

тельных сечений в основном и возбужденном состояниях может приводить к новым газокинетическим явлениям в поле лазерного излучения, таким как светоиндуцированный дрейф, см. напр. [26]. Другим важным направлением, использующим влияние резонансного излучения на движение атомов, стало лазерное охлаждение и пленение атомов [40-42], основанное в том числе и на эффекте когерентного пленения населенности [28,30]. Как известно, развитие этого направления в последние годы привело к получению Бозе-конденсата атомов в магнитооптических ловушках [43,44].

Перспектива применения методов нелинейной спектроскопии в плазменных исследованиях, в частности для ее диагностики, не вызывала сомнений еще в конце 70-х годов [45,46], однако многообразие и сложность процессов, происходящих в плазме, требовали детальной теоретической и экспериментальной проработки этого вопроса. Наиболее подходящим объектом таких исследований является низкотемпературная плазма непрерывных лазеров на ионах благородных газов, см. обзоры [47-50], которая характеризуется как высокой степенью ионизации газа, так и наибольшей среди непрерывных лазеров видимого и ближнего УФ диапазонов мощностью генерируемого излучения [51,52]. Это позволяет проводить в ней исследования широкого круга нелинейно-спектроскопических явлений.

Характерные значения параметров плазмы наиболее изученного ионного аргонового лазера следующие: концентрация электронов, ионов и атомов N_e ~ Ni ~ N_a ~ 10¹⁴ см^-3 соответственно, температура электронов Т_е ~ 5 эВ, температура ионов и атомов Т_г- ~ Т_а ~ 1 эВ. При таких параметрах радиус Дебая R_D = (T_e/AirN_ee²)¹/² ~2х Ю^-4 см намного превышает межионные расстояния, соответственно приближение парных столкновений, используемое для нейтральных атомов, нарушается - ион постоянно испытывает влияние плазмы. Флуктуации плазменно-

го микрополя смещают энергетические уровни оптического электрона и приводят к так называемому штарковскому уширению [53], учет которого обычно проводится в модели релаксационных констант в виде добавки к однородной ширине [49,50]. Кулоновское ион-ионное рассеяние приводит к характерному изменению скорости иона Avj за время жизни уровня j = т,п и моделью релаксационных констант не описывается. В работе [54] было показано, что для описания рассеяния в низкотемпературной плазме применима модель диффузии в пространстве скоростей с коэффициентом диффузии, не зависящим от скорости [55-57]. Теория пслипсйио-спсктроскопичсских явлений в плазме развивалась в нескольких направлениях. Помимо столкновений с изменением скорости [54,58] рассматривалось также влияние на ионные спектры электрических и магнитных полей [59-64], плазменных колебаний и взаимодействия ионов через плазменные волны [65,66]. В результате была построена общая теория нелинейных резонансов в ионных спектрах [67]. В эксперименте детальные исследования нелинейных резонансов в плазме аргонового лазера были начаты в середине 80-х годов, когда появились достаточно точные и надежные методы диагностики плазмы. До этого даже механизм уширения простейшего нелинейного резонанса - провала Лэмба, - не получил убедительного объяснения в литературе. В обзорах [49,50] была принята гипотеза о том, что наблюдаемое в эксперименте уширение обусловлено штарковским механизмом. Впервые возможное влияние ион-ионного рассеяния на уширение ионных спектров обсуждалось в [68], однако впоследствии авторы отказались от этой гипотезы в пользу штарковского механизма [69]. В [70] было проведено сопоставление теоретической оценки уширения из-за кулоновского рассеяния [54] (с точностью до неопределенности в параметрах плазмы) с измеренным уширением провала Лэмба, свидетельствующее о согласии по порядку величины.

Величина уширения kAvj по отношению к однородной ширине Г_т„, Рис.16, сложным образом зависит от параметров плазмы и констант релаксации перехода [54]:

kA_Vj/r_mn ~ —2- /—, (1)

L топ у J

где ^ ос NiZ²M~²vZ^ - эффективная частота ион-ионных столкнове-

ний, vt = у/Ш\/М - тепловая скорость, Zc,M,N{ - заряд, масса и концентрация ионов, Tj^l - время жизни уровня j = т,п. Поэтому только детальный анализ этого вопроса, включающий наряду с измерениями формы провала Лэмба независимую диагностику параметров плазмы и измерения констант релаксации уровней в одних и тех же условиях, позволил сделать вывод о преимущественно кулоновской природе уширения провала Лэмба в аргоновом лазере [71-73]. Измерения концентрации электронов проводились методом нелинейной дисперсионной интерферометрии [74], модифицированным для условий плазмы ионного лазера, что позволило измерить величину N_e ~ N{ с точностью :10% [75]. В [71] была зарегистрирована нелинейная зависимость величины уширения провала Лэмба от концентрации ионов. Затем было обнаружено [71,72], что для линий однозарядного иона (АгІІ) ширина провала в 1.5 -f 2.5 раза превышает однородную, а для двухзарядпого (АгШ) - в 3 -j- 5 раз. В результате было показано, что измеренные в эксперименте зависимости столкновительной добавки к ширине провала от концентрации, заряда иона и константы релаксации перехода соответствуют модели кулоновской диффузии, тогда как штарковское ушире-ние не описывает ни величину (почти на порядок меньше), ни характер зависимости от параметров [73]. Миграция возбуждений диффузионного типа (в частотной шкале) и ее спектроскопические проявления были известны и для других типов лазеров: например, наблюдалась нелиней-

ная зависимость ширины провала Лэмба от давления в СОг-лазере [76], в твердотельных лазерах с неоднородным уширением линии кинетика "расплывания спектральных дыр" может иметь диффузионный характер, см. напр. [77] и цитируемую там литературу. Однако по выделен-ности среди других процессов кулоновская диффузия в плазме ионных лазеров имеет уникальный характер.

Экспериментальные исследования [71-73] показали, что "кулонов-ское уширение" (термин впервые введен в работе [70] и в дальнейшем стал широко использоваться) является наиболее сильным из всех плазменных эффектов, рассмотренных в теории ионных спектров, и должно проявляться не только в уширении провала Лэмба, но и других нелинейных спектральных резонансов: как более сложных резонансов насыщения, так и резонансов, обусловленных нелинейным интерференционным эффектом и эффектом полевого расщепления, в частности, ЭИП, и связанных с ними эффектами в 2-х и 3-уровневых системах. Хотя измеренное уширение на лазерных переходах оказалось достаточно большим, на переходах из метастабильных уровней с меньшими значениями констант релаксации Г,- и Г_т„, см. (1), можно ожидать гораздо большего (как минимум на порядок) относительного уширения резонансов насыщения, но для их наблюдения необходима реализация схемы пробного поля. В то же время была продемонстрирована возможность эффективного преобразования частоты в Л-схеме комбинационного ионного лазера с дол-гоживущим стартовым уровнем [78]. При этом кулоновское уширение может принципиальным образом влиять на характеристики такого комбинационного лазера. Одновременно был проведен расчет кулоновского уширения двухфотонного резонанса [79] и показано, что наблюдавшееся в эксперименте [80] уширение резонанса в V-схеме лазерной генерации на смежных переходах можно объяснить кулоновским уширением, а не штарковским, как предполагали авторы [80].

Поставленные вопросы требовали расширения экспериментальных исследований в данной области и позволили сформулировать основную цель настоящей диссертационной работы как исследование влияния ку-лоновского рассеяния на нелинейные спектральные резонансы, индуцированные эффектами разной физической природы (эффектом насыщения, нелинейным интерференционным эффектом и эффектом полевого расщепления) различными методами (генерация, спонтанное испускание, спектр пробного поля, ВКР). Полученные знания об основных механизмах предполагалось применить для реализации эффективного преобразования частоты в Л-схеме комбинационного ионного лазера и наблюдения эффекта ЭИП в плазме, а разработанные экспериментальные методы - развить и применить для систем с близкими параметрами, в частности, для молекулярного натрия. Схемы уровней для перечисленных задач представлены на Рис.2.

Решение поставленной задачи включало следующие этапы:

1. Учет вклада нижнего лазерного уровня в контуре провала Лэмба. Сравнение величины уширения провала Лэмба на разных линиях криптонового и аргонового ионных лазеров. Исследование влияния кулоновского рассеяния на мощность одночастотной генерации ионных лазеров, Рис.1а.

2. Исследование кулоновского уширения резонансов насыщения в спектре пробного поля: а) спектр спонтанного испускания с лазерного уровня, Рис.2а; б) резонанс в спектре поглощения, соответствующий провалу Беннета на метастабильном уровне, Рис.2г (переход т — п).

3. Реализация антистоксова комбинационного лазера в Л-схеме со стартовым метастабильным уровнем, Рис.2г, и исследование вли-

m t

m і і

(a)

_О

m| 1

m і . і

(Д)

i==]g

_r~iQ

(e)

Рис. 2. Схемы 3-уровнсвой спектроскопии эффектов насыщения (а), НИЭФ (б) и полевого расщепления (о), индуцированных сильным лазерным полем в присутствие кулоновского рассеяния ионов. Схемы ВКР-лазера (г), четырехволнового смешения (ЧВС) (д) и 4-уровневой спектроскопии эффекта полевого расщепления, индуцированного двумя сильными полями (е). Лазерная генерация условно показана двойными стрелками, поля накачки - стрелками, пробные поля и генерируемые в процессе ВКР и ЧВС - волнистыми линиями, ширины уровней - боксами, населенности -кружками, полевое расщепление уровней - вилочками.

яния кулоновских столкновений на его генерационные характеристики, сравнение схем с различными параметрами уровней.

4. Наблюдение и исследование формы резонансов, индуцированных НИЭФ и эффектом полевого расщепления, в присутствие кулоновского рассеяния в У- и Л-схеме, Рис.26,в. Исследование влияния высших пространственные гармоник на полевое расщепление, индуцированное сильной стоячей волной.

5. Реализация комбинационной генерации и четырехволнового сме-

пісния в парах Na₂ с накачкой одночастотпым аргоновым лазером, Рис.2д. Исследование формы нелинейных спектральных резонан-сов в двойной Л- и N- схеме молекулярного натрия, Рис.2д,е: наблюдение эффектов полевого расщепления, индуцированных двумя сильными полями.

Диссертация состоит из введения, в котором сформулированы защищаемые положения, одной главы с описанием методов и техники эксперимента, пяти глав с изложением материала этапов исследований и заключения, в котором перечислены основные результаты.

Первая глава имеет методическое значение - в ней представлены экспериментальная техника и методы, разработанные специально для решения задач нелинейной спектроскопии плазмы. В 1 описана сильноточная техника, рассмотрены эффекты электрофореза и вытеснения газа при большой степени ионизации [48,49,81], приводящие к сильной неоднородности параметров плазмы вдоль разряда, и описан реализованный в работе способ получения однородного разряда на основе принудительной продольной прокачки газа. В 2 рассмотрены методы диагностики плазмы и приведены результаты измерений концентраций и температур частиц в сильноионизованной многокомпонентной плазме ионных лазеров. Детально описан прецизионный метод измерения электронной концентрации на основе нелинейного дисперсионного интерферометра [75]. Достигнутая чувствительность NJ ~ 5 х 10¹⁴ см~~ позволила измерить электронную концентрацию в условиях генерации ионных лазеров с точностью несколько процентов. Примерно с такой же точностью определялась ионная температура - по спектру спонтанного испускания или спектру поглощения, записываемому с помощью перестраиваемого одно частоти о го лазера на красителях [82].

Для получения нелинейных резоиаисов разных типов и исследова-

ния их кулоновского уширения необходимо было реализовать одноча-стотную перестраиваемую генерацию повышенной мощности на многих ионных линиях. Для этого решалась задача эффективной модо-вой селекции в ионных лазерах с увеличенным диаметром разрядного канала d=5-7 мм, который оптимален для одновременной реализации большой мощности, высокой степени ионизации разряда и однородности параметров плазмы. В 3 описаны результаты применения выпукло-вогнутого резонатора (ВВР) для селекции поперечных мод на разных линиях ионов аргона и криптона. Полученная эффективность селекции оказалась в 1,5-2 раза выше, чем для применявшихся ранее мпогозер-кальных телескопических резонаторов [83-85]. Применение ВВР особенно эффективно для слабых линий: новой фиолетовой линии Aril (соответствующей слаборазрешешюму квартет-дублетному переходу), УФ линий АгШ, красных и фиолетовых линий КгП и КгІІІ. В 4 рассмотрена возможность селекции продольных мод с помощью эталона Фабри-Перо, помещенного в ВВР. Предложенная схема позволила получить одноча-стотную генерацию без наклона эталона и тем самым повысить эффективность селекции продольных мод, при этом она гораздо проще другого способа селекции без наклона - концентрического эталона [86]. В первых экспериментах для селекции продольных мод использовалась поглощающая металлическая пленка [87], упрощающая схему перестройки частоты. В ислинсйио-спсктроскопичсских экспериментах, в которых исследовались нелазерные переходы, применялся одночастотный перестраиваемый лазер на красителях [82,88], в котором также использовалась поглощающая пленка.

В результате проведенной методической работы, с одной стороны, был создан объект исследований - плазма разряда, отличающаяся высокой степенью однородности и большой концентрацией заряженных частиц (в определенных условиях и двухзарядных ионов), развиты методы

диагностики, позволяющее точно определить параметры плазмы, необходимые для количественного сравнения эксперимента с теорией куло-новского уширения, и созданы эффективные одночастотные перестраиваемые лазеры, позволяющие исследовать нелинейные спектральные ре-зонансы как на лазерных линиях (в т.ч. слабых) одно- и двухзарядных ионов аргона и криптона, так и на нелазерных линиях, как в двухуровневых, так и в многоуровневых системах.

Вторая глава посвящена изложению основ теории кулоновского уширспия (КУ) нелинейных рсзонаисов и результатов исследования его влияния на генерацию одночастотных ионных лазеров. В 5 выписаны уравнения для матрицы плотности и, следуя работе [54], показано, что кулоновское рассеяние может быть описано диффузионным уравнением фоккер-планковского типа для распределения населенности по скоростям, определена область применимости диффузионного приближения, приведены результаты расчета формы резонансов насыщения (провалов Бсписта и Лэмба) в присутствие кулоновской диффузии в рамках теории возмущений. Хотя влияние диффузии в пространстве скоростей на форму провала Лэмба было впервые рассмотрено Раутианом еще в 1966 году [55] на примере незаряженных частиц в легком буферном газе, экспериментально достаточно подробное исследование эффекта было проведено только через 20 лот на примере иои-иопиого рассеяния в плазме ионных лазеров [71]. Начиная с этого момента были инициированы детальные исследования кулоновского уширспия как в теории (диффузионный контур интерференционного резонанса [79], учет зависимости коэффициента диффузии от скорости [89,90], эффект насыщения в сильном поле [91,92], эффект полевого расщепления [93] в присутствие диффузии), так и в эксперименте, который развивался в рамках данной работы. В 6 проведен анализ выполненных экспериментов по уширению провала Лэмба в аргоновом лазере в сравнении с результатами теории, в

частности проанализирована зависимость величины уширения провала Лэмба от концентрации и заряда иона, констант релаксации перехода, проведено разделение вкладов верхнего и нижнего уровней, рассмотрена возможность диагностики ионных компонент разной кратности по куло-новскому уширению. Далее описаны измерения формы провала Лэмба в одночастотном криптоновом лазере, проведено сравнение полученных данных с расчетом КУ для этого случая, тем самым проверена зависимость от сорта (массы) иона. В 7 рассмотрено влияние кулоновского рассеяния па выходную мощность лазера. Поскольку мощность генерации определяется площадью провалов Бспнста в распределении разности населенностей рабочих уровней по скоростям [21,22,47], уширение за счет кулоновского рассеяния должно приводить и к увеличению мощности. Показано, что для линий аргонового лазера увеличение мощности из-за кулоновского рассеяния достигает 2-4 раза, а зависимость мощности от превышения над порогом является линейной вплоть до значений безразмерного параметра насыщения х > 1. При дальнейшем увеличении превышения полевое и кулоновское уширение становятся сравнимыми по величине, при этом они складываются неаддитивно в соответствии с теорией [71,91]. Полученные данные использованы для оптимизации мощности одночастотной генерации на разных линиях ионов аргона и криптона.

В третьей главе описаны результаты исследований кулоновского уширения резонансов насыщения методом пробного поля. В 8 описана постановка и результаты эксперимента по наблюдению нелинейного резонанса в спектре спонтанного испускания, индуцированного сильным полем на смежном лазерном переходе. Спектр регистрировался с помощью спектрометра Фабри-Перо [94] в схеме уровней, Рис.2а, аналогичной схеме [95], в которой измерялось время жизни верхнего лазерного уровня. Полученные данные позволили сравнить относительное

уширение провала Бсниста, восстановленного по спектру спонтанного испускания, и провала Лэмба в тех же условиях. Показано, что столк-новительная добавка к ширине провала Беннета примерно в 2 раза превышает аналогичную величину для провала Лэмба. Это соотношение характерно для столкновений с изменением скорости. В 9 описаны измерения населенностей и констант релаксации метастабильных уровней по резонансному поглощению излучения лазера на красителях, проведен анализ распределения населенностей в зависимости от энергии уровня. Показано, что в плазме метастабильные уровни испытывают релаксацию за счет неупругих столкновений с электронами, получены точные значения констант релаксации и их зависимость от электронной концентрации, позволившие устранить имевшиеся в литературе противоречия в гипотезах о механизме и в значениях констант релаксации [96,97].

Несмотря на электронное тушение, характерное время жизни "мета-стабилей" (30-50 ис) достаточно велико по сравнению с лазерными уровнями, и становится возможным наблюдение "гигантского" кулоновского уширения за счет того, что диффузия за время жизни уровня успевает привести к сильному расплыванию неравновесности. В эксперименте со встречными сильной и пробной волнами от одного лазера на красителе (10), перестраиваемого вблизи резонанса с переходом из мстастабиль-ного в верхнее лазерное состояние, обнаружено уширение, составляющее примерно 100 раз по отношению к однородной ширине перехода. При таком большом уширении форма резонанса насыщения, обусловленная провалом Беннета в распределении населенности метастабильного уровня по скоростям, приобретает вид заостренной экспоненты в соответствии с теорией диффузионного уширения (54,91,98]. Аналогичная форма резонанса насыщения наблюдалась в аргоновом разряде с полым катодом [97], однако авторы связали эффекте ион-атомными столкновениями с перезарядкой. Когда ширина провала Беннета в распределении

по скоростям достигает тепловой, практически вся населенность метастабильного уровня может быть переведена на верхний уровень, что позволяет получить эффективную генерацию на смежном переходе в схеме комбинационного лазера.

Четвертая глава посвящена реализации антистоксова комбинационного ионного лазера в Л-схеме со стартовым метастабильным уровнем, Рис.2г, экспериментальному исследованию влияния кулоновских столкновений на его генерационные характеристики и сравнению схем с различными параметрами уровней. В 11 описаны эксперименты по получению генерации антистоксова комбинационного лазера в пяти различных Л-схемах, в которых красное излучение накачки лазера на красителе преобразуется в синее или фиолетовое аналогично работе [78]. Аналогия со схемой [78] состоит в том, что в качестве промежуточного и конечного уровней (верхнего и нижнего уровня комбинационного лазера) использовались уровни лазерных переходов 4р(4р') - 4s(3d) с коротко-живущим конечным уровнем, а отличие - в наших схемах в качестве стартового использовались 3d⁴F и 3d'²G уровни, не имеющие радиационного распада, т.е. действительно метастабильные (их распад обусловлен только неупругими столкновениями с электронами). Соответственно, нами получена большая, чем в [78], эффективность преобразования, достигающая 60%. Для дайной схемы проведен анализ влияния куло-новской диффузии на выходную мощность, показано что столкновения приводят к увеличению мощности примерно в 3 раза в соответствии с увеличением коэффициента поглощения излучения накачки на переходе из метастабильного уровня. Кроме того, обнаружено насыщение мощности комбинационной генерации с ростом мощности накачки аналогично насыщению поглощения. В 12 описаны эксперименты по получению генерации в Л-схеме, принципиально отличающейся от схемы работы [78] тем, что все уровни в ней не являются лазерными в смысле

обычной генерации, при этом конечный уровень 4s D₅/2 является относительно долгоживущим (он имеет большее время жизни, чем верхний уровень рабочего перехода комбинационного лазера). При этом без накачки генерация на рабочем переходе отсутствует, а появляется при ее включении. Эффективность преобразования в этой схеме оказалась ниже, чем для предыдущих (30%), однако диапазон перестройки больше -до 5 доплеровских ширин. В процессе исследований было обнаружено, что перестроечная кривая (зависимость мощности антистоксовой генерации от частоты) имеет резкий пик в центре линии. Этим ионная схема принципиально отличается от Л-схемы в атомарном неоне с близкими параметрами уровней, в которой ранее наблюдался провал [99]. 13 посвящен выяснению физической природы обнаруженного пика. Для этого было проведено устранение маскирующих факторов, экспериментально реализованы условия, в которых возможно построение простой модели, проведено качественное и количественное сравнение модели и эксперимента. Показано что эффект определяется кулоновской диффузией, приводящей к разному уширению структур Беннета на рабочих уровнях комбинационного лазера, причем в отличие от других механизмов уширения кулоновское уширение тем больше, чем больше время жизни уровня. На основе построенной модели проведено исследование зависимости формы пика от параметров уровней, и показано, что в схеме с короткоживущим конечным уровнем пик практически исчезает в соответствии с моделью.

В пятой главе описано экспериментальное исследование когерентных эффектов трех типов в присутствие кулоновской диффузии. В 14 описаны измерения узкого двухфотонного резонанса с шириной запрещенного перехода, обусловленного НИЭФ. Для лучшей компенсации остаточного доплеровского уширения была реализована вырожденная V-схема в системе магнитных подуровней перехода с моментами уровней

J_m = 3/2 —> J_n = 1/2, Рис.26, образующаяся при генерации зееманов-ского лазера с линейной поляризацией. Такая схема позволяет применить метод магнитного сканирования для записи спектра и достаточно точно измерить форму узкого резонанса с шириной около 100 МГц. Был проведен контрольный эксперимент на переходе 1/2 —> 1/2 - узкий резонанс в этом случае не наблюдался, поскольку система магнитных подуровней не образует К-схемы, а наблюдался только более широкий магнитооптический резонанс насыщения, соответствующий провалу Лэм-ба. При этом магнитооптические резоиапсы могут маскироваться маг-иитоплазмсипыми. Было проведено их разделение: в пеполяризоваппом многомодовом лазере наблюдается только магнитоплазменный эффект. Эффект исследован в зависимости от параметров разряда, в схеме разряда с продольным потоком газа получены условия, в которых влияние магнитоплазменного эффекта на форму магнитооптических резонансов несущественно. Это позволило провести сравнение формы двухфотонно-го резонанса с расчетом. Показано, что в условиях сильной кулоновской диффузии резонанс уширяется примерно в 2,5 раза, а его амплитуда уменьшается. При этом полевое уширение практически не проявляется. Отметим, что узкий резонанс наблюдался также в невырожденной F-схеме при генерации на связанных переходах [80] и в многомодовом зеемановском лазере с линейной поляризацией [100,101], однако количественное сравнение формы резонанса с расчетом в этих случаях было невозможно.

В 15 рассмотрен эффект полевого расщепления. Для выделения эффекта выбрана Л-схема, в которой частота пробного поля меньше частоты сильного (стоксов случай) и преимущественно заселен нижний уровень пробного перехода, Рис.2в. В этом случае в спектре пробного поля должен наблюдаться хорошо известный дублет Аутлера-Таунса [102], соответствующий расщепленным сильным полем компонентам верхнего

уровня. Для того, чтобы расщепление было заметным в эксперименте, величина сильного поля должна быть достаточно большой (100-200 МГц в единицах рабиевской частоты). Для достижения таких значений использовалось внутрирезонаторное поле одночастотного ионного лазера, кроме того в спектре пробного поля выделялась только нелинейная добавка, индуцированная сильным полем. В результате были получены расщепленные спектры с пиком ЭИП в зависимости от интенсивности и частоты сильного поля. Численный расчет показал [93], что влияние кулоновских столкновений на форму дублета Аутлера- Таунса сводится к небольшому изменению его формы (уширснию крыльев и пика), что и подтвердилось в эксперименте. Кроме того, когда сильное поле, являющееся стоячей волной, было настроено в точный резонанс с переходом, в спектре пробного поля был обнаружен новый резонанс, который выглядел как «расщепление полевого расщепления», этот вопрос потребовал дополнительного исследования, проведенного в 16. В результате сравнения с результатами теории возмущений до 2-го порядка по интенсивности сильного поля и численным расчетом было показано, что новый нелинейный резонанс в спектре пробного поля обусловлен высшими пространственными гармониками когерентности, возникающими из-за пространственной модуляции поля в стоячей волне. Теоретически данная задача была рассмотрена ранее в [23,103], однако эффект был пропущен, поскольку параметры уровней были выбраны так, что данный резонанс не проявлялся. Также были изучены зависимости эффекта от интенсивности и частоты сильного поля и показано, что резонанс наблюдается всегда в центре линии независимо от частоты сильного поля, т.е. эффект обусловлен «медленными» частицами в небольшой окрестности функции распределения вблизи нулевых скоростей.

В шестой главе исследованы нелинейные резонансы в системе колебательно-вращательных переходов молекулярного натрия, имеющего

близкие с ионами аргона константы релаксации уровней. При этом одно-частотный аргоновый лазер использовался как источник оптической накачки. Были изучены характеристики молекулярного комбинационного лазера и спектр пробного поля в Л-схеме Na2 с учетом ранее полученных данных по димерным лазерам [104]. Кроме того, система колебательно-вращательных уровней позволяет реализовать более сложные, например, 4-уровневые схемы резонсного взаимодействия лазерных полей с квантовой системой. В 17,18 подробно описаны основные проблемы и способы их решения при получении генерации в схеме невырожденного полностью резонансного четырехволнового смешения (ЧВС). Впервые получено эффективное преобразование частоты в двойной Л-схеме, реализованное с аргоновым, комбинационным димерным лазером и лазером на красителе в качестве источников накачки в схеме с преобразованием частоты вниз, а также с лазером на красителях, перестраиваемым полупроводниковым лазером и твердотельным Nd:YAG лазером в схеме преобразования частоты вверх. Получено и исследовано насыщение выходной мощности с ростом мощности каждого из трех лазерных полей накачки, рассмотрены факторы, ограничивающие эффективность преобразования. В непрерывном режиме достигнута эффективность преобразования в генерируемую четвертую волну до 20 % по отношению к мощности самого слабого лазера накачки, сравнимая с эффективностью импульсного преобразования [105].

Кроме того, 4-уровисвая схема позволяет исследовать нелинейные резоиапсы в спектре пробного поля (N-схсма) и четырехволнового смешения (двойная Л-схсма) с двумя сильными полями, резонансными противолежащим переходам. В 18 описаны такие эксперименты и продемонстрировано, что эффект полевого расщепления модифицируется в этом случае: вместо дублета Аутлера-Таунса наблюдается до четырех расщепленных компонент в спектре. Однако при близких интенсив-

постях (рабисвских частотах) сильных полей происходит слияние центральных компонент в триплет с большой амплитудой центрального пика, как в случае вырожденного ЧВС [106]. Показано, что эффект расщепления является причиной насыщения интенсивности сигнала четы-рехволнового смешения с ростом амплитуды одного из сильных полей. Предложен и реализован способ устранения насыщения за счет синхронного увеличения интенсивности сильных полей. Проведено сравнение формы и ширины резонансов в теории и эксперименте с учетом уширяющих факторов, продемонстрировано их хорошее согласие.

Полученные в диссертации экспериментальные результаты позволили сформировать достаточно полную картину влияния кулоновско-го рассеяния на нелинейные спектральные резонансы, индуцированных эффектами разной физической природы: эффектом насыщения, нелинейным интерференционным эффектом и эффектом полевого расщепления. В результате установлены основные закономерности и описано новое явление - кулоновское уширение нелинейных резонансов в ионных спектрах, - и сформировано новое экспериментальное направление - нелинейная спектроскопия кулоновского уширения. В процессе выполнения работы также были открыты новые эффекты: расщепление пика ЭИП из-за влияния высших пространственных гармоник когерентности, полевое расщепление/слияние резонансов в двух сильных полях, - которые имеют фундаментальное значение не только для плазмы, но и для всей нелинейной спектроскопии и таких новых областей как электромагнитно-индуцированная прозрачность и резонансная нелинейная оптика.

Практическая ценность полученных результатов определяется в первую очередь тем, что в диссертации разработаны новые эффективные методы преобразования частоты непрерывного лазерного излучения как вверх, так и вниз. Результаты исследований кулоновского ушире-

ния ионных спектров позволяют оптимизировать характеристики ионных лазеров, проводить диагностику ионных компонент в многокомпонентной плазме, которая затруднена другими способами. Кроме того, в процессе выполнения работы реализована генерация на новых линиях, наибольшее практическое значение имеет мощная фиолетовая линия с длиной волны 438 нм, оптимальная для технологии фотохимического травления и накачки синих красителей.

Тематика исследований соответствовала планам НИР лаборатории физики лазеров ИАиЭ СО РАН: "Разработка непрерывных газовых лазеров большой мощности в видимой и УФ областях спектра и новых активных сред твердотельных лазеров и их режимов с целью повышения качества излучения и расширения спектрального диапазона" (N гос. per. 01.9.20 000188), "Спектроскопические исследования атомпо-молекулярных, плазменных, кластерных и конденсированных сред; проблемы иаиомодификации сред" (N гос. per. 01.9.20 000191), "Исследование новых активных сред (плазма, кристаллы, оптоволокно), схем (комбинационное рассеяние, параметрическое возбуждение, четырехволно-вое смешение) и режимов лазерной генерации. Разработка на их основе лазерных систем с повышенной эффективностью и расширенной областью перестройки частоты в УФ, видимом и ИК диапазонах" (N гос. per. 01.2.00 103374), "Исследование обусловленных взаимодействием частиц и квантовых переходов оптических свойств атомно-молекулярных, плазменных и папокомпозитных сред (поляризационные эффекты, нелинейные процессы, перенос когерентности)" (N гос. per. 01.2.00 103373) и ФЦНТП "Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития пауки и техники гражданского значения (1996-2000 гг.)", подпрограмма "Физика квантовых и волновых процессов" (проект 1.53).

Основные результаты работы по теме диссертации опубликованы в 23 статьях в рецензируемых журналах [107-129] и 14 статьях в сборни-

ках трудов международных конференций [130-143]. Часть результатов, связанная с кулоновским уширением резонансов насыщения, послужила основой заказного обзора [112], а приоритетные работы по невырожденному резонансному ЧВС [116,122] процитированы в обзорах [16,18].

Результаты были доложены на 33 конференциях: XXVI (София, 1989), XXVII (Берген, 1991) и XXVIII (Йорк, 1993) Международный спектроскопический коллоквиум CSI, XIX (Белград, 1989) и XX (Пиза, 1991) Международная конференция по явлениям в ионизованных газах ICPIG, 2-й Симпозиум по лазерной спектроскопии (Псч, 1989), VI Всесоюзная конференция "Оптика лазеров" (Ленинград, 1990), Международный симпозиум "Плазменные и лазерно-стимулированные процессы в микроэлектронике" (Ростов Великий, 1990), X и XI Международная Вавиловская конференция по нелинейной оптике (Новосибирск, 1990, 1997), 8-й (Мадрид, 1990), 9-й (Ираклиоп, 1992) и 10-й (Фридрих-схафсп, 1994) Международный симпозиум по газопотоковым и химическим лазерам GCL, X (Остин, 1990), XII (Торонто, 1994), XIII (Флоренция, 1996) и XV (Берлин, 2000) Международная конференция по спектральным линиям SLS, Конференция по коротковолновым лазерам (Сан-Диего, 1991), XIV (Ленинград, 1991) и XVI (Москва, 1998) Международная конференция по когерентной и нелинейной оптике, Конференция по квантовой электронике и лазерной науке CLEO/QELS'92 (Анахайм, 1992), VII, VIII, IX и X Международная конференция "Оптика лазеров " (С.-Петербург, 1993, 1995, 1998, 2000), Европейская конференция по лазерам и электрооптике - Европейская конференция по квантовой электронике CLEO/Europc-EQEC (Амстердам, 1994; Гамбург, 1996; Глазго, 1998), 60-й Симпозиум физиков Немецкого физического общества (Йена, 1996), 28-я конференция Европейской группы по атомной спектроскопии EGAS (Грац, 1996), Европейская конференция по лазерам и электрооптике - Международная конференция по квантовой элек-

тропике CLEO/Europc-IQEC (Ницца, 2000), VII Международная конференция "Лазерные и лазсрпо-информациопиыс технологии" (Владимир-Суздаль, 2001), Международная конференция по квантовой электронике - Конференция по лазерам, применениям и технологиям IQEC/LAT (Москва, 2002). Результаты также докладывались на семинарах Института автоматики и электрометрии СО РАН, Новосибирского и Московского университетов, ФИАН им. Лебедева РАН, Института квантовой оптики Ганноверского университета (г.Ганновер, Германия), Дзилинско-го университета (г.Чапчупь, КНР).

Сформулируем основные положения диссертации, выносимые на защиту:

4. Уширение провала Лэмба в условиях плазмы ионных лазеров определяется кулоновским ион-ионным рассеянием, которое, в отличие от альтернативных механизмов, описывает как абсолютную величину уширения, так и экспериментальные зависимости от плазменных и спектроскопических параметров. Кулоповскос рассеяние проявляется также в увеличении выходной мощности одно-частотных ионных лазеров.

5. Ширина нелинейного резонанса в спектре спонтанного испускания с верхнего ионного уровня, возмущенного сильным лазерным полем, больше ширины провала Лэмба в тех же условиях, в соответствии с представлениями о диффузионном механизме уширения провала Бспнста в распределении населенности уровня по скоростям.

6. Контур провала Беннета на мегпастабильном уровне, измеренный методом пробного поля, уширяется на 1-2 порядка сильнее, чем провал Беннета па относительно короткоживущих лазерных

уровнях, поскольку величина кулоновского уширения растет с увеличением времени жизни уровня. Ширина провала Бсппста в распределении населенности по скоростям может достигать тепловой, а форма крыльев нелинейного спектрального резонанса в этих условиях становится экспоненциальной, в соответствии с диффузионной моделью.

4. Генерация в А-схеме антистоксова комбинационного ионного лазера с накачкой лазером на красителе в присутствие кулоновской диффузии становится более эффективной. Зависимость мощности антистоксовой генерации от частоты имеет резкий пик в центре линии, чем ионная схема принципиально отличается от схемы на атомарном неоне с близкими параметрами уровней, в которой ранее наблюдался провал.

5. Контур двухфотонного резонанса, обусловленного НИЭФ, наблюдаемый в спектре вырожденной трехуровневой ^-конфигурации зеемановского ионного лазера, в условиях сильной кулоновской диффузии уширяется незначительно, причем его ширина мало меняется в широком диапазоне параметров плазмы, а амплитуда уменьшается с ростом концентрации ионов. При этом форма резонанса отличается от лоренцевской в соответствии с моделью.

6. Нелинейный резонанс, обусловленный эффектом полевого расщепления, наблюдаемый в Л-схеме Aril с внутрирезонаторным сильным полем и стоксовым пробным полем, имеет характерный вид дублета Аутлера-Таунса. Влияние кулоновских столкновений на форму дублета сводится к небольшому уширению крыльев, в соответствии с результатами численного расчета. При увеличении интенсивности сильной стоячей волны проявляются эффекты выс-

ших пространственных гармоник - в спектре пробного поля формируется новый резонанс: его амплитуда увеличивается с ростом интенсивности сильного поля и уменьшается с отстройкой частоты сильного поля от резонанса, при этом этот резонанс остается в центре линии независимо от частоты сильного поля.

Применение разработанных методов позволяет реализовать новые схемы преобразования частоты при резонансном четырехволно-вом смешении (ЧВС) в четырехуровневой двойной Л- схеме молекулярного натрия с накачкой ионным аргоновым лазером. Из-за эффекта полевого расщепления выходная мощность ЧВС насыщается с ростом мощности каждого из двух сильных лазерных полей накачки. По сравнению с трехуровневыми системами спектр пробного поля в этом случае дополнительно расщепляется, но при близких иптспсивпостях (рабиевских частотах) сильных полей происходит слияние расщепленных компонент в спектре и устраняется насыщение мощности.

Методы диагностики и параметры плазмы ионных лазеров

Активной средой ионных лазеров является низкотемпературная плазма благородных газов, возбуждаемая обычно разрядом постоянного тока. К настоящему времени созданы лазеры на ионах многих элементов, но наиболее исследованными из них являются непрерывные лазеры на одно- и двухзарядных ионах аргона, достаточно мощные линии генерации имеются также у ионов криптона и неона [49,50]. В зависимости от типа газа, степени и кратности ионизации, параметры плазмы должны различаться. Практически все известные из литературы экспериментальные данные относятся к аргону. Из общих соображений, основанных на данных о потенциалах ионизации, подвижности электронов в разных газах и результатах расчета по теории Тонкса-Ленгмюра [155], следует, что при прочих равных условиях, должны выполняться следующие соотношения для температуры и концентрации электронов, концентрации нейтральных атомов в условиях лазерной генерации в разных газах [49]: в частности, в криптоне должна достигаться большая степень ионизации Ne/Na, чем в аргоне. Соответственно, измерение параметров плазмы и исследование кулоновского уширения нелинейных резонансов на линиях одно и двухзарядных ионов криптона представляет большой интерес. Как обсуждалось во Введении, при исследовании механизмов уширения в плазме в первую очередь необходимо знать с высокой точностью концентрацию электронов Nc. Ранее измерения величины Ne в плазме ионных лазеров выполнялись различными методами: зондо-вым, микроволновым, спектроскопическим (по штарковскому ушире-иию водородных линий), двухдлииоволиовым интерферометрическим. подробную сводку данных см. в [156]. Однако точность измерений была невысока: характерный разброс данных составлял 2-3 раза. Кроме того, все они были получены при относительно малых плотностях токов, jd 200 А/см (параметром является плотность, умноженная на диаметр [156]). Исключение составляла работа [157], в которой впервые концентрация была измерена в режиме насыщения генерации по току разряда, jd 200 А/см, но с невысокой точностью. Позднее [74,158] был предложен метод нелинейной дисперсионной интерферометрии (НДИ), имеющий ряд серьезных преимуществ по сравнению с перечисленными выше. Модификация метода применительно к условиям плазмы ионного лазера была выполнена в [75]: разработанный оригинальный вариант интерферометра позволил измерить концентрацию Ne в плазме аргонового лазера как при малых, так и при больших токах с точностью, на порядок превосходящей точность более ранних исследовавший. Описание метода НДИ, устройства используемого интерферометра и сравнения его с другими методами измерений будем проводить далее, следуя работе [75].

Для выделения электронного вклада в показатель преломления плазмы в НДИ, как и в обычных интерферометрических измерениях на двух длинах волн, требуется, чтобы дисперсионная часть показателя преломления полностью определялась электронами. В наших экспериментах это условие выполнялось с хорошей точностью. Схема установки представлена на Рис.5. Зондирующее излучение непрерывного Nd:YAG лазера 1 мощностью до 5 Вт на длине волны Лі = 1,064 мкм преобразуется на вторую гармонику двумя нелинейными кристаллами йодата лития 3,4 длиной 40 мм и 20 мм соответственно. Оптическая ось кристалла 4 направлена симметрично с оптической осью 3 относительно оси системы. В этом случае сдвиг максимума излучения второй, гармоники в 3, возникающий из-за анизотропии нелинейного кристалла, точно компенсируется в 4 и после диафрагмы 5 диаметром 1,5 мм излучение на основной и удвоенной частоте распространяется через плазму строго в одном луче. После двукратного прохождения плазмы зондирующее излучение повторно преобразуется в кристаллах 3, 4. Селективным зеркалом 2 и интерференционным фильтром 10 излучение гармоники с А2= 0,532 мкм отделяется от основного излучения и спонтанного излучения плазмы. На фотоприемнике 12 интерферируют две волны второй гармоники, генерируемые в кристаллах при прямом и обратном проходе. В измерениях определяется разность фаз между этими волнами, связанная с дисперсией показателя преломления плазмы п(и ). Следуя работе [74], имеем: измеряемое значение электронной концентрации имеет смысл средней по линии наблюдения ( /- размер плазмы вдоль оси разряда), поэтому так важна продольная однородность разряда. Сдвиг фаз Аф измерялся с помощью кварцевого клина 7 двумя способами: 1. по сдвигу интерференционной картины после выключения разряда, прописываемой по сигналу ФЭУ 12 при равномерном перемещении клина перпендикулярно оптической оси системы, 2. методом фазовой модуляции, которая осуществлялась с помощью плоско-параллсльпая пластины 8, наклон которой изменялся с частотой 20 Гц на небольшую величину; изменяя положения клина по "0"- показанию синхронного детектора сигнал выводился на максимум, тем самым концентрация определялась без выключения разряда. Такими способами величина Аф измеряется с точностью 0,01 порядка интерференционной картины. Это дает чувствительность Nel 5 х 1014 см-2, или Ne = 0,5 х 1014 см-3 при / = 1 м. Погрешность метода зависит в основном от стабильности мощности второй гармоники и постоянства дисперсии элементов схемы. Заканчивая описание экспериментальной схемы, отметим очевидные ее достоинства: 1. величина п(ы\) — п(ш2) непосредственно измеряется, а пс паходитя как разность больших величин, измеряемых по отдельности; 2. нечувствительность к механическим вибрациям элементов схемы, поскольку обе интерферирующие волны распространяются по одному пути.

Проведенный в [75] анализ дает основания считать метод ИДИ достаточно надежным и позволяет применить его для решения задачи об уширении нелинейных резонансов в плазме ионных лазеров. Более того, впоследствии был улучшен метод регистрации сдвига фаз, повышена точность и надежность метода [159], реализован нелинейный режим интерферометра [160], создан интерферометр для измерений концентрации электронов в условиях высокотемпературной плазмы [161]. Остановимся далее на результатах измерения электронной концентрации Ne в плазме аргонового и криптонового лазеров с продольным потоком газа, который обеспечивает продольную однородность и постоянство концентрации нейтральных атомов при изменении тока Na(z,X) const, см. 1. На Рис.ба приведены измеренные значения концентрации в зависимости от тока разряда Ne(X) для разрядной трубки диаметром d = 7 мм и длиной I = 1 м с аргоном и криптоном в условиях, оптимальных для лазерной генерации. Для иллюстрации на Рис.66 приведена мощность лазерной генерации в тех же условиях на линиях АгІІДІІ и Кг11,Ш одно- и двухзарядных ионов аргона и криптона, соответственно. Рис.ба демонстрирует, что электронная концентрация в аргоновом разряде с продольным потоком газа растет с увеличением тока практически линейно, в отличие от традиционного разряда с обводным каналом, в котором зависимость Ne(X) насыщается и практически пс зависит от тока в генерационном диапазоне [157]. Насыщение в традиционной конструкции было подтверждено также и измерениями методом НДИ [75] и связано с уменьшением концентрации нейтральных атомов Na{X) с током, см. Рис.4 в 1, - подробно вопрос рассмотрен в [131] и далее нас будут интересовать только спектроскопические приложения этой проблемы. Главный вывод состоит в том, что использование разряда с продольным потоком в спектроскопических исследованиях более предпочтительно вследствие его однородности и линейности зависимости Ne(X). При этом, диапазон изменения концентрации в генерационных режимах достаточно широк: Ne = (1 — 3) х 1014 см-3 при изменении тока в диапазоне X = 60 — 160 А. Отметим, что изменения давления (расхода) газа при фиксированном токе в генерационном диапазоне меняют концентрацию незначительно. Сравнение данных для трубок разного диаметра d в независящих от геометрии координатах (Ned,jd) в оптимуме генерации при каждом токе продемонстрировало их хорошее согласие между собой [131].

Уширение провала Лэмба в аргоновом и криптоновом лазерах

Как отмечалось выше, наиболее исследованными являются непрерывные лазеры на однозарядных ионах аргона [49,50]. В спектре АгІІ имеется более 10 сильных линий, в том числе на нескольких линиях была получена одиочастотиая генерация. Ряд сильных линий имеют также двухзарядиые ионы аргона (АгШ) и ионы криптона (КгІІ, КгШ), а в спектре пеона имеется только одна интенсивная линия (Nell, 332 им), причем одиочастотиая генерация на этих линиях не исследовалась. Параметры плазмы были измерены только в аргоновом разряде, причем с недостаточной для исследования кулоновского уширения точностью. Разработанные в работе методы позволили реализовать однородный разряд с высокой степенью ионизации и измерить параметры плазмы с хорошей точностью в широком диапазоне токов, как в аргоне, так и в криптоне, см. 1,2, а также получить эффективную одномодовую и од-ночастотную генерацию на различных линиях Aril, АгШ, KrII, КгШ, см. 3,4, и выполнить количественное сравнение с теорией. Проведем анализ параметров, влияющих на величину кулоновского уширения для разных линий генерации. Провал Лэмба, приближенно описываемый контуром (43), имеет полную ширину 2Гх = 2Гтп + Гс, где абсолютную величину кулоновского уширения можно представить в виде Для выделения зависимостей от параметров мы раскрыли выражение (19) для частоты столкновений v и разбили па два множителя, первый из которых связан с сортом иона и параметрами перехода, а второй - с параметрами плазмы. Отметим, что температура ионов сі або зависит от параметров разряда и сорта газа, см. 2, с учетом показателя степени 1/4 ее изменением в первом приближении можно пренебречь. Соответственно, кулоновская ширина зависит только от эффективной концентрации ионов N корневым образом, причем TV TV; ЛГе, если концентрация двухзарядных ионов пренебрежимо мала. Соответственно зависимость от концентрации нужно проверять в режимах, далеких от насыщения генерации на линиях однозарядных ионов. Множитель в (44), характеризующий лазерный переход, примерно пропорционален отношению заряда Z к массе М иона, на линии которого исследуется генерация, а также волновому числу к перехода и обратно пропорционален корню из константы релаксации верхнего лазерного уровня Гт. Для Aril (Z=l) отличие в величинах к и Гт разных лазерных линий незначительно. Большинство линий относится к переходу между состо- яниями Ар и 4s и имеет одинаковую естественную ширину 2Г П(: 2тг) 460 МГц.

Среди них была выбрана наиболее изученная линия 488 нм {Ap2D,2 — As2Pz/2), Для которой имеются надежные данные о всех константах релаксации, см. Табл.1. Относительно интенсивная генерация также получена на линии с длиной волны 501,7 нм {Ар 2Fg,2 — 3d2D3/2), имеющей в 1,5 раза меньшую однородную ширину. Сравнение ушире-ния провала Лэмба в этих двух случаях представляет большой интерес. Отметим, что значение Гтп в рассматриваемом приближении не влияет на абсолютную величину кулоновского уширения (44), однако от него зависит относительная величина уширения Гс/Гшп. Из ультрафиолетовых линий АгШ (Z=2) наиболее сильными и изученными являются линии с длиной волны 351,1 нм {Ар ZP\ — As ZS) и 363,8 нм {Ар 3Fi — As ). Для них коэффициенты, определяющие кулоповскую ширину (44), отличаются: заряд - в Z=2 раз, а величина волнового вектора к - в 1,4 раза больше, чем для синих линий Aril, но из-за в 2 раза большей величины Гто суммарное увеличение коэффициента составляет 2 раза. Кроме того, в условиях генерации на линиях АгШ необходимо учитывать вклад двукратных ионов в выражении для эффективной концентрации (45), причем с большим весовым множителем Z =4, следовательно абсолютное значение кулоновской ширины должно возрасти более, чем в 2 раза. Для сравнения с линиями аргона была также выбрана одна из сильных линий иона криптона (KrII) с длиной волны 676,4 им {5р4Р,2 — 5s -Р1/2), отличающаяся как массой М, так и значениями волнового числа к и однородной ширины Гт71, при этом константа релаксации верхнего уровня Гт почти не отличается от констант Aril, см. Табл.1. В результате коэффициент, связанный с параметрами перехода, в формуле (44) для криптона примерно в 2 раза меньше. Характерная концентрация электронов в криптоне в 2 раза выше, чем в аргоне, см. Рис.6а, но одновременно возрастет и константа релаксации Гт из-за тушения. В результате, при большей концентрации характерные значения кулонов-ской ширины Ге для КгІІ должны быть меньше значений для Aril . Таким образом, сравнивая результаты измерений ширины провала Лэмба на выбранных линиях аргона и криптона в зависимости от измеренной концентрации ионов (электронов), можно проверить соответствие результатов эксперимента теоретической зависимости кулонов-ской ширины от параметров плазмы (концентрации заряженных частиц), сорта иона (массы, заряда) и спектроскопических параметров перехода (длины волны и констант релаксации). Для количественного сравнения помимо параметров плазмы, необходимо знать с достаточно высокой точностью константы релаксации: однородную ширину 2Гтп, значение которой используется при опредс- лении кулоновской ширины из полной ширины провала Лэмба 2Г , и константу релаксации верхнего уровня Гт, см. (44). В Табл.1, приведены литературные данные как для радиационных констант, так и для столкновительных констант, существенных в плазме. Подробный анализ точности приведенных значений выполнен в [73]. Здесь остановимся только на основных результатах этого анализа. Значения радиационных констант Г , Г и соответственно Ттп для выбранных линий Aril известны с хорошей точностью ( 10%) как из расчета, так и эксперимента, см. [179-186] и цитируемую там литературу. Для линии KrII точность примерно такая же [181,184,187,188]. Для УФ линий АгШ ситуация несколько хуже: в единичных работах рассчитано и измерено значение радиационных констант Г для верхних уровней [189,190] и только в одной работе [191] рассчитано значение констаты релаксации Г нижних уровней.

Единственное экспериментальное измерение времени жизни уровня 4s3 S [192] не противоречит расчету [191], однако имеет низкую точность ( 50%). Полученная из этих данных ширина Г п для УФ линий значительно больше, чем для Aril. Соответствующие значения приведены в Табл.1, оцениваемая погрешность составляет в этом случае 10-20%. Как отмечалось в 5, константы релаксации зависят от электронной концентрации, причем для нижних лазерных уровней столкновительная релаксация незначительна. KnNe Г„, а для верхних - сравнима с радиационной, KmNe Гт. Константы электронного тушения Кт верхних лазерных уровней Aril измерялись несколькими группами [193,194]. Для уровней АгШ данные в литературе отсутствовали, поэтому были выполнены собственные измерения [195]. При этом измерялись и константы уровней Aril, причем в тех же условиях, что и провал Лэмба. С учетом зависимости Кт(Те) [194] полученные данные для Aril согласуются с результатами [193,194], а измеренные значения Кт для АгШ оказались в 2 раза больше, чем для Aril, аналогично соотношению радиационных констант. Точность полученных значений составила 10-20%. Для уровней КгІІ значения констант тушения принимались равными константам аналогичных уровней Aril [49,50]. Однородная ширина Ттп зависит от электронной концентрации значительно слабее. Значения коэффициентов штарковского уширения Se для Aril, АгШ рассчитаны в [53] и измерены в [196-198] с точностью 10-15%, а для КгІІ - рассчитаны с такой же точностью [199]. Полная ширина включает и неупругую часть: Гтп = Г п + SeNe + KmNe, считая Кт Кп [200]. Для аргона столкновительная часть не превышает 20% от значения полной ширины, а для криптона ее вклад достигает почти 50%. Тем не менее имеющаяся точность значений констант релаксации вместе с другими спектроскопическими данными, приведенными в Табл.1, позволяет решить поставленную задачу количественного сравнения. Зависимость мощности одночастотного лазера от частоты генерации регистрировалась по схеме Рис.13. В первых экспериментах по исследованию уширения провала Лэмба на линиях АгІІ и АгШ [71,72] для селекции продольных мод использовалась поглощающая пленка [87], а впоследствии [107,112,112,130] вместо нее использовался эталон Фабри-Псро 4. Эффективность селекции в обоих случаях была сравнима.

Параметры метастабильных уровней

Использование в качестве пробного поля спонтанного излучения позволило выделить вклад верхнего лазерного уровня - измеренное таким образом кулоповскос уширспис провала Бсипста составило 7 = 3-ь4 раза по отношению к однородной ширине. Поскольку величина кулоповского уширения тем больше, чем больше время жизни уровня, большой интерес представляет исследование нелинейных резонансов на переходах из метастабильных состояний, например на верхние лазерные уровни. Значение констант релаксации для них Гп и Гтп могут быть значительно меньше, чем для лазерных переходов, сответственно можно ожидать гораздо большего (как минимум на порядок) относительного уширения резонансов насыщения. При этом должна наблюдаться экспоненциальная форма контура, см. (30). В описанных в предыдущем параграфе экспериментах в качестве пробного также использовался переход между лазерным и долгоживущим нижним состоянием, однако спонтанное излучение нечувствительно к параметрам нижнего уровня. Для решения поставленной задачи необходимо было, во-первых, реализовать схему пробного поля с перестраиваемым лазерным излучением в красной области (где лежат большинство переходов из метастабильных состояний), а во-вторых, - измерить параметры мстастабильиых уровней в условиях плазмы ионных лазеров, которые в литературе практически пс представлены. В частности, такой важный для количественного сравнения параметр, как время жизни, по данным разных авторов отличается на порядок величины [96,97], более того, авторы предлагают различные механизмы столкновительной релаксации: электронная или атомная дезактивация соответственно. В этом параграфе описаны измерения населенностей и констант релаксации метастабильных уровней по резонансному поглощению излучения одночастотного перестраиваемого лазера на красителях, позволившие устранить имевшиеся в литературе противоречия. Метастабильные уровни характеризуются отсутствием радиационного распада и как следствие большой населенностью. У иона аргопа такими можно считать уровни 3d4F, 3 f4L , 3d2F, 3d 2G, 3d 2F, 4s4P состояний, для которых распад в основное состояние Зр5 2-Рі/2,з/2 запрещен по правилам отбора углового момента J, или спина S (последний запрет работает для Aril менее строго). К метастабильным относят также и уровни, у которых скорость радиационного распада значительно (в 3 и более раз) меньше, чем у верхних лазерных 4р уровней. При параметрах газоразрядной плазмы, характерных для ионных лазеров, определяющими становятся столкповитсльпые процессы.

Конкретные параметры метастабильных уровней (скорости возбуждения и релаксации, соответственно и населенности) зависят от условий разряда. Экспериментальное исследование параметров метастабильных уровней проводилось в разрядной трубке длиной / = 1м и диаметром d = 7мм. Ток разряда варьировался в пределах от 60 до 115 А. Измерялся коэффициент поглощения излучения лазера на красителе, частота которого была настроена в центр линии поглощения. При стремлении интенсивности лазера к нулю метод позволяет вычислять с высокой точностью населенность нижнего уровня 7Vn, если населенность верхнего уровня Nm известна. В пашем случае использовались верхние лазерные уровни, данные для которых хорошо известны, при этом требования к их точности невысоки, поскольку выполняется условие Nm «С Nn. Кроме того, с увеличением интенсивности лазера коэффициент поглощения насыщается, характер насыщения определяется константами релаксации перехода и столкновительным уширением беннетовских структур резонансных уровней. Как было показано в 7, на лазерных переходах модель однородного насыщения применима до больших значений интенсивности к 7? Для переходов в мстастабильпые состояния оцениваемая величина уширспия 7 намного больше и диапазон применимости модели еще шире [91]. Однородное насыщение поглощения монохроматического излучения с учетом продольной неоднородности поля описывается формулой: где /j, // - интенсивности на входе и выходе среды длиной Z, а ненасыщенный коэффициент поглощения «о в центре линии записывается известным образом: здесь учтена степень вырождения уровней gj = 2 Jj + 1. Насыщение поглощения (усиления) в случае экспоненциальной асимптотики провалов Беннета рассмотрено в [91], С учетом соотношения \G\2 = \E\2\dmn\2/4h2 = IAmn\zJ1б7г2he формула для интенсивности насыщения Is в этом случае имеет вид: Для вычисления константы релаксации метастабильного уровня Гп из значения интенсивности насыщения Is нужно знать как спектроскопические характеристики перехода (Гт, Атп), так и параметры плазмы {у, VT), где частота столкновений v ос iV,-Vy3, см. (19). Коэффициенты Эйнштейна Атп хорошо известны [180,185], также как и константы релаксации верхних лазерных уровней Aril: Гт = Г + KmNe с учетом электронного тушения, см. 6. Концентрация ионов JVj в условиях эксперимента была равна концентрации электронов Ne: область токов и давлений выбиралась таким образом, что двукратной ионизацией можно было пренебречь. Электронная концентрация измерялась с помощью нелинейного дисперсионного интерферометра, а тепловая скорость ионов определялась по доплеровскому контуру линии поглощения, прописываемого при перестройке частоты лазера на красителе, см. 2. По этой кривой также определялся центр линии. Для повышения точности измерений применялся вариант лазера на красителе со стабилизацией частоты, см. 4. Поскольку измерялись интегральные по длине характеристики, обеспечивалась высокая степень однородности в схеме с продольным потоком газа, см. 1. Значения интенсивности насыщения Is и коэффициента поглощения а0 определялись по измеренной зависимости прошедшей интенсивности If от падающей /г, см. формулу (58).

Для вычисления величии /г и 7/ измеряемая мощность нормировалась на эффективное сечение светового пучка, которое при небольшом насыщении определяется по уровню 1/е2 в поперечном распределении интенсивности. Кривая насыщения для перехода 3d 2Gff-2 — 4р 2F5/2 с длиной волны 617,2 нм в виде АІ(ІІ) где AI — її — If представлена на Рис.20. Теоретическая зависимость (58) проведена методом наименьших квадратов, откуда получены значения ненасыщенного коэффициента поглощения а0 = (2,14 =Ь 0,05) 10 см-1, и интенсивности насыщения Is = 7,8±2,1 Вт/см2. Зная величину Гт для уровня 4р 2F$/2, являющегося верхним уровнем лазерной линии 510,7 нм, см. 6, и определив величину Nm из коэффициента усиления, по формулам (59) и (62) можно вычислить параметры метастабильного уровня 3d 2G1/2- населенность Nn — (5,3 ± 0,1) 1010 см-3 и константу релаксации Гп = (2,6 ± 1,3) 107 с-1. Гп, которая соответствует неоднородному насыщению. Она значительно отличается от эксперимента как по абсолютным значениям, так и по характеру зависимости от интенсивности. Из сравнения следует, что ку-лоновские столкновения в несколько раз увеличивают поглощение и соответственно эффективность переноса населенности с метастабильного на верхний лазерный уровень, что можно использовать для оптической накачки в схеме комбинационного ионного лазера. Аналогичным способом были получены данные и для других ме-тастабильных уровней, в том числе измерены кривые насыщения для уровней 3dAF7/2 и 3d2P3/2- Полученные значения Гп 5 107 с-1 были близки между собой. При этом известно, что уровень 3d2P3/2 спонтанно распадается со скоростью Г 3 107 с-1 [180,185], Таким образом погрешность однократных измерений для всех линий получилась довольно большой (50%). Для увеличения точности, с одной стороны, и для выяснения механизма релаксации, с другой, были выполнены измерения кривых насыщения при разных токах разряда. С изменением тока в разрядной трубке с продольным потоком газа концентрация атомов остается постоянной, а концентрация электронов растет практически линейно, см. 2. Постоянство концентрации атомов означает постоянство электронной температуры в соответствии с теорией Тонкса-Ленгмюра [155]. Для плазмы аргонового лазера это утверждение справедливо при токах, меньших токов насыщения генерации [49].

-схема с долгоживущим конечным уровнем

В описанных в предыдущем параграфе экспериментах была получена генерация в нескольких схемах комбинационного ионного лазера, в которых в качестве стартовых уровней использовались Зй-метастабили, а в качестве конечных - быстрораспадающиеся 4s 2Рі/2,з/2 и 3d2D%/2 уровни (являющиеся также нижними уровнями лазерных линий АгІІ). Такое сочетание параметров обеспечивает максимальную инверсию населен-ностей на двухфотонном переходе и как следствие высокую (до 60%) эффективность преобразования. Однако область перестройки в такой схеме ограничена доплеровской шириной линии поглощения, поскольку основной механизм генерации — ступенчатый (фотон резонансно поглощается на переходе со стартового в возбужденной состояние, а затем испускается па смежном переходе). Схемы с долгоживущим конечным уровнем, реализованные на атомарных газах, например Nc [209], имеют меньший ( 10%) коэффициент преобразования, однако область перестройки частоты генерируемого излучения в этом случае может достигать 100 доплеровских ширин. Кроме того, в такой схеме определяющим является двухквантовый процесс (одновременное поглощение фотона накачки и испускание фотона па частоте смежного перехода), и соответственно в спектрах могут па- блюдаться узкие резонансные структуры с шириной запрещенного перехода [21,22]. Эти структуры были зарегистрированы и непосредственно в спектре генерации комбинационного лазера. Так в Л-схеме атомарного неона 2р\ — 2s2 — 2 4 с длинами волн смежных переходов 1,5 и 1,15 мкм соответственно перестроечная кривая комбинационного лазера в режиме стоячей волны в точном резонансе имеет провал с шириной запрещенного перехода [21,99]. Нами была предложена Л-схема на уровнях Aril 3d 2G9/2 — 4p 2F7/2 — 4s 2Z 5/25 в которой в отличие от реализованных схем комбинационного ионного лазера, см. 11, конечный уровень является дол-гоживущим, как и в схемах па атомарных газах. Причем релаксационные константы выбранных уровней Aril близки к параметрам уровней Nel [99], для которых наблюдался узкий резонанс в центре перестроечной кривой атомарного комбинационного лазера. Следовательно, можно ожидать проявления аналогичных структур и в ионных спектрах, однако влияние кулоновского ион-ионного рассеяния как на населенностные, так и на интерференционные резонансы, может сильно модифицировать форму резонансов в схеме комбинационного лазера.

Кроме того, выбранные параметры уровней позволяют надеяться на увеличение области спектральной перестройки в сравнении с реализованными схемами комбинационного ионного лазера. Изучению этих вопросов посвящен данный параграф. Схема уровней иона аргона, использованная в эксперименте, представлена па рис. 26. Поле накачки амплитудой Gp (в единицах частоты) резонансно переходу га — п, а генерируемое поле G - переходу т — I. Генерируемая частота и больше частоты и)р поля накачки (соответствующие длины воли составляют 461,0 и 611,4 им), то есть осуществляется преобразование излучения с повышением частоты, или антистоксо-ва генерация. Стартовый уровень 3d,2Gg/2 (п) близок по своим пара- метрам уровню 3d 7/2, параметры которого подробно исследованы в 9,10. Причем, как было показано, из-за сильного обмена внутри муль-типлета их константы релаксации и скорость возбуждения (в расчете на один магнитный подуровень) близки. Все уровни мультиплета 3d 2G являются метастабильными, так как для них радиационный распад в основное состояние Зръ 2-Рі/2,з/2 запрещен по правилу отбора углового момента J. Однако в плазме газового разряда их время жизни ограничено столкновениями с электронами и составляет в условиях эксперимента Г"1 « 40 не, см.9. Несмотря на тушение, это время почти на порядок больше, чем время жизни верхних лазерных уровней 4р, 4р . В этих условиях кулоновская диффузия уширяет провал Беннета на метастабильном уровне почти на весь максвелловский контур, что обеспечивает эффективную оптическую накачку в схеме комбинационного лазера, см. 10,11. Для конечного уровня 4s 2Z?5/2 (0 переход в основное состояние также запрещён (изменяется конфигурация электронного остатка), однако этот запрет в случае Aril нестрогий и характерное радиационное время жизни по данным расчетов разных авторов составляет Tfl « (Ю-і-27) не [180,185]. Промежуточный уровень 4p 2F7/2 (т) близок по своим характеристикам к лазерному уровню 4р 2і 5/2 (верхний уровень лазерной линии 501,7 им), его характерное время жизни с учетом электронного тушения составляет Г"1 « 5 не, см. 6. Таким образом для констант релаксации уровней выполняется соотношение Г„ Г/ Гт. При этом константа релаксации когерентности па запрещенном переходе Гп/ значительно меньше констант релаксации разрешенных переходов Гтоп и Г, , что соответствует условиям проявления двухфотонных процессов. Соотношение констант релаксации и, более того, их абсолютные значения примерно соответствуют схеме уровней комбинационного лазера на атомах неона 2pi — 2s2 - 2 4, исследованной в [99]. При этом, предложенная Л-схема Aril с преобразованием 611 нм — 461 нм отличается от схемы предыдущего параграфа, в которой было получено и исследовано эффективное преобразование 617 нм — 502 нм, только параметрами конечного уровня (и стартовый и верхний уровни в двух схемах принадлежат одному мультиплету, отличаются только их полные моменты Jn и Jm на единицу). Принципиальное отличие новой схемы состоит в том, что переход Aril 4р 2F7/2 — 4s 2D5/2 с длиной волны 461 нм, на котором предполагается получить комбинационную генерацию в непрерывном режиме не является лазерным, см. напр. [49], т.е. без накачки на нем реализуется режим поглощения. Населенности уровней в условиях плазмы аргонового лазера определяются столкнови-тельно-радиационным балансом [50] и составляют для конкретных уровней Nn « 1011 см-3 Ni Nm « 1010 см-3, см. 9, т.е. на переходе m — Z нет инверсии населёностей. На Рис. 26 представлена также схема экспериментальной установки.

Для накачки использовался непрерывный перестраиваемый лазер 1 на красителе Родамин 6Ж с выходной мощностью в одночастотном режиме 100 мВт на рабочей длине волны А « 611 нм. Активная среда комбинационного лазера создавалась в разрядной ячейке, в качестве которой использовалась секционированная разрядная трубка с аргоном 6 длиной I = 50 см и диаметром d = 7 мм, возбуждаемая сильноточным разрядом (ток X 100 А) с продольным потоком газа, см. 1,2. Относительно короткая трубка была собрана специально для этих экспериментов, чтобы обеспечить более острую фокусировку излучения накачки, сохранив при этом высокую степень продольной однородности светового поля. Излучение накачки направлялось в разрядную трубку 6 с помощью поворотных зеркал 2,3 и фокусировалось линзой 4. С торцов разрядной трубки были установлены внутренние зеркала 5 и 7 на вакуумном креплении, имеющие высокий коэффициент отражения в области 461 нм, коэффициент пропускания выходного зеркала составлял t « 0,3 %. В присутствии накачки появлялась генерация на линии с длиной волны 461 нм. Кроме того измерялось поглощение слабого сигнала (при этом зеркала 5 и 7 заменялись на кварцевые окна, а мощность лазера на красителе 1 ослаблялась). Генерируемое излучение выделялось дифракционной решеткой 8, и направлялось зеркалами 9 и 10 на фотоприемник 21, а проходящая часть пучка попадала в анализатор спектра, состоящий из сканирующего интерферометра 11, фотодиода 13 и осциллографа 16. Спектр и мощность лазера накачки также контролировались с помощью анализатора спектра 12/14/15 и фотоприемника Дополнительно измерялось значение частоты (длины волны) лазера накачки с помощью измерителя длин волн "Ангстрем" 18 с чувствительностью 8 знаков (что соответствует 10 МГц в единицах частоты), при этом точность измерения абсолютного значения составляла 100 МГц. Калибровка абсолютных значений частоты и мощности осуществлялась с помощью стабилизированного по частоте He-Ne-лазера и измерителя мощности CR-201 соответственно. При сканировании частоты лазера на красителе все данные синхронно считывались компьютером 19, отображались на мониторе и записывались в цифровом виде в файл данных. Анализ полученных данных показал, что при использовании одночастотной накачки на выходе комбинационного лазера наблюдается также одна частотная компонента.