Содержание к диссертации
Введение
1 Мощные твердотельные лазеры с высокими пространственными параметрами излучения (обзор литературы) 13
1.1 Введение 14
1.2 Основные направлення развития мотцных твердотельных лазеров с высокими пространственными параметрами излучения 14
1.2.1 Селекция мод по поперечному индексу 16
1.2.2 Снижение величины термических искажений резонатора 17
1.2.3 Компенсация термических искажении резонатора 21
1.2.4 Высокоэффективные системы ламповой накачки и лазерные активные среды 2G
1.3 Схема, компенсации термических искажений резонатора (СКТП) 30
1.4 Калий-гадолннневый вольфрамат и натрий-лантановый молибдат с неодимом 30
1.5 Выводы: определение задач диссертации 35
2 Мощный лазер с компенсацией термических искажений на кристаллах К Gd(WO.i)2:Nd5+ 37
2.1 Энергетические характеристики 39
2.1.1 Полученные результаты 40
2.1.2 Обсуждение результатов 41
2.2 Пространственные характеристики 44
2.2.1 Экспериментальная установка 44
2.2.2 Полученные результаты 45
2.2.3 Обсуждение результатов 40
2.3 Поляризационные и спектрально-кинетические характеристики 50
2.3.1 Экспериментальная установка 51
2.3.2 Поляризационные характеристики 53
2.3.3 Спектрально-кинетические характеристики 57
2.4 Выводы 01
3 Мощный лазер с СКТИ на кристаллах NaLa(Mo04)2:Nd3+ 67
3.1 Экспериментальная установка 07
3.2 Энергетические характеристики 08
3.2.1 Обсуждение результатов 08
3.3 Пространственные характеристики 71
3.3.1 Обсуждение результатов 72
3.4 Поляризационные и спектрально-кинетические характеристики 74
3.4.1 Обсуждение результатов 75
3.5 Выводы 70
4 Лазер с трубчатым активным элементом из КГВ в модели активной среды неограниченной апертуры 78
4.1 Экспериментальная установка и методика измерений 79
4.2 Генерация лазера с трубчатым активным элементом в модели неограниченной апертуры 84
4.2.1 Обсуждение результатов 85
4.3 Термические искажения трубчатого активного элемента в модели неограниченной апертуры 88
4.3.1 Измерение термической неоднородности с помощью Z-интсрферометра 89
4.3.2 Визуализации термической неоднородности с помощью Т-интерферометра 91
4.3.3 Обсуждение результатов 92
4.4 Выводы 97
Заключение 100
Приложения
- Основные направлення развития мотцных твердотельных лазеров с высокими пространственными параметрами излучения
- Поляризационные и спектрально-кинетические характеристики
- Поляризационные и спектрально-кинетические характеристики
- Генерация лазера с трубчатым активным элементом в модели неограниченной апертуры
Введение к работе
В лазерах на основе твердотельной активной среды (твердотельных лазерах) используются диэлектрические оптически прозрачные материалы. Среди них известны стёкла, кристаллы и прозрачная керамика, которые, чаще всего, выступают в роли матрицы, содержащей небольшую химическую примесь (активатор, обычно — ионы металлов). Энергетические уровни примеси используются для создания инверсии и лазерной генерации. Необходимые уровни возбуждают оптическим излучением, резонансным соответствующим полосам поглощения активатора. Указанные факты определяют специфику мощных твердотельных лазеров, в частности, в отношении энергетических и пространственных характеристик генерации.
Основные направлення развития мотцных твердотельных лазеров с высокими пространственными параметрами излучения
Физические принципы оптической накачки ограничивают выбор альтернативных подходов к повышению её эффективности рамками двух ключевых задач: повышения эффективности источника излучения накачки и повышения эффективности преобразования энергии этого излучения в возбуждение верхнего лазерного уровня активатора.
Исторически и традиционно источником излучения для оптической накачки служили лампы газового разряда. По мощности излучения газоразрядные лампы и сегодня занимают первые позиции среди источников некогерентного света. Их главный недостаток заключается обычно в слабой спектральной согласованности излучения накачки с поглощением активатора, которая приводит к сильному тепловыделению в активном элементе, возникновению в нём сильных искажений, что как правило приводит к ухудшению параметров излучения. Низкая спектральная плотность излучения приводит к снижению КПД лазеров с ламповой накачкой в звене преобразования накачки в возбуждение активатора несмотря на то, что КПД преобразования энергии в свет в газоразрядных лампах достигает 60%.
Развитие полупроводниковых излучателей и систем полупроводниковой накачки привело к возможности на порядок повысить КПД возбуждения и снизить уровень теп ловыделения в активной среде. Однако, сегодня основным препятствием для широкого применения полупроводниковых лазеров для накачки мощных твердотельных лазеров яв ляется дороговизна единицы мощности их излучения. Максимальное значение этот пара метр принимает для твердотельных источников высокоэнергетичиого импульсного лазерного излучения с полупроводниковой накачкой. Единичный полупроводниковый лазерный диод может излучать относительно небольшую непрерывную мощность ( 10 Вт) и не обеспечивает высокой энергии импульсного излучения. Поэтому для накачки мощных импульсных твердотельных лазеров используют наборы (матрицы) лазерных диодов, что делает излучение накачки приблизительно в 100 раз более дорогим по сравнению с ламповой накачкой. Применение полупроводниковой накачки в мощных лазерах имеет специфику из-за высокой спектральной плотности и проблематичности оптимального ввода излучения матриц в активный элемент. Обычно высокая спектральная плотность приводит к неоднородности распределения накачки в активном элементе и локализации тепловыделения на малом размере, что негативно сказывается на параметрах генерации. Для улучшения пространственных и энергетических характеристик генерации мощных твердотельных лазеров применяются различные схемы накачки, фрагмептироваиие активного элемента (см., например, jlj), что усложняет конструкцию лазера. Следует также заметить, что применение только полупроводниковой накачки при успешном решении сопутствующих проблем не решает полностью задачу улучшения пространственных и энергетических характеристик излучения мощных лазеров. Снижение уровня тепловыделения и искажений активной среды по сравнению с ламповой накачкой, достигаемое при полупроводниковой накачке, отодвигает, но принципиально не снимает ограничений, налагаемых их влиянием па параметры генерации. Кроме того, сегодня полупроводниковая накачка применима для мощных лазеров только инфракрасного диапазона спектра, что ис позволяет создавать мощные лазеры ви димого диапазона спектра на основе активных сред, содержащих, например, ионы хрома. В связи со всем сказанным ламповая накачка в мощных лазерах сегодня остаётся широко распространённой, и в этом разделе в разд. 1.2.4 будут рассмотрены методы повы шения её КПД. В остальном этот раздел посвящен методам улучшения пространственных и энергетических характеристик генерации твердотельных лазеров, большинство которых, +1 в принципе, применимо к лазерам с любым типом накачки. Улучшение пространственных характеристик излучения генерации этим методом происходит за счёт отбора и вывода из генерации волн с искажёнными пространственными характеристиками. На языке описания поля генерации как резонаторних мод принцип всех методов селекции основан на обеспечении такого различия уровня потерь для мод с ненулевыми поперечными индексами (поперечные моды) по сравнению с модами с нулевыми поперечными индексами (продольные моды), что в рабочем диапазоне мощности накачки пороговые условия для первых не выполняются. В твердотельных лазерах низкой мощности достаточное различие потерь обычно достигается за счёт дифракционных эффектов, когда рабочая апертура лазера сравнима с размером первой зоны Френеля (обычно 1 мм). Мощным лазерам, как правило, сопутствует большая апертура активной среды и большое число Френеля Лг на её размере, что продиктовано увеличением энергетических параметров. Поэтому в мощных лазерах селекция должна проводиться методами, сохраняющими высокую энергетику генерации.
Селектор, пропускание которого зависит от приосевого угла в пучке излучения, должен вносить малые потери для продольных мод, приосевой угол которых минимален. Но при увеличении угла потери должны возрастать но определённому закону. Существует большое разнообразие таких устройств, основанных па различных физических принципах. Среди них диафрагма, помещённая в фокусе двух еофокусных линз, интерференционный угловой фильтр (эталон Фабри-Перо) и призма полного внутреннего отражения с углом падения вблизи критического [2, с. 138].
Угловой полосой пропускания Др и формой кривой пропускания угловых селекторов определяется степень селекции поперечных мод и величина результирующей угловой расходимости излучения. Например, форма полосы пропускания селекторов с диафрагмой и с призмой полного внутреннего отражения приближается к прямоугольной, поэтому такие селекторы могут снизить угловую расходимость излучения генерации до величины, не сильно отличающейся от ширины их полосы. Резкая верхушка контура пропускания селекторов интерференционного типа позволяет достигать достаточного различия потерь меж,\у продольными и остальными модами при Лг 1 и Др, в несколько раз большей дифракционного предела. При N 1 (в широкоапертурпых лазерах) это обстоятельство позволяет применять селекторы со сравнительно большой шириной полосы пропускания и отодвинуть ограничение энергетических характеристик но сравнению с узкополоспым селектором.
Пространственные фильтры могут также корректировать аберрации волнового фронта продольных мод, вызванные неоднородностью активного элемента, если они не слишком велики [2, с. 124]. Но это удастся только в некоторой степени и за счёт снижения энергетических характеристик лазера, т.к. для этого нужен селектор с достаточно узкой полосой пропускания.
Поляризационные и спектрально-кинетические характеристики
Активные элементы 4 5 и три импульсные ксеноповые лампы б тина ГІФП-800 располагались в осветителе с диффузным отражателем 7 как показано на рис. G, б. Отражатель изготовлялся из силикатной керамики (керсил) без примеси люминесцирую-іцих центров и имел коэффициент диффузного отражения не менее 96% в спектральном диапазоне 400 -f 1000 им [95, 9G]. Пластины и лампы омывались потоком охлаждающей жидкости (вода с красителем, поглощающим УФ часть излучения ламп накачки, вредную для неодимовых активных сред).
Конструкция осветителя обеспечивала одинаковое освещение активных элементов и равномерное па поверхности их широких граней. Равномерное охлаждение этих граней, особенно при свето- и теплоизоляции узких боковых граней, приводит к образованию распределения температуры в пластинах, близкому к одномерному (см. разд. 1.2.2, с. 18). В одинаковых условиях освещения эти распределения в верхней и нижней пластинах близки по форме и амплитуде и симметричны относительно плоскости, проходящей через оси ламп.
Призма 3 с нечётным числом отражений является принципиальным элементом резонатора, при наличии которого волновой фронт генерации при переходе из одной пластины в другую изменяет ориентацию на противоположную по отношению к панравлепию градиентов температуры, и реализуется поперечная компенсация (см. разд. 1.2.3, с. 22). Для повышения степени компенсации термических искажений резонатора в этом случае необходимо создать такие искажения в активных элементах, чтобы аберрации чётных порядков плоской волны после прохождения каждого из них были минимальны. Одномерная неоднородность тепловыделения в объёме активных элементов вдоль их толщины, вызванная поглощеиисм излучения накачки способствует выполнешпо этого условия, (XVIII это поглощение достаточно большое, и излучение накачки, возвращаемое в пластину от-ражателем, незначительно искажает распределение тепловыделения. В КГВ при среднем коэффициенте поглощения « 3 см"1 (с. 31) интенсивность излучения накачки в среднем в спектральных полосах поглощения затухает на размере толщины пластины более чем на порядок.
Три боковые поверхности активных элементов (узкие и одна широкая, обращенная к отражателю) были матированы с целью повышения поверхностной однородности накачки, а также для подавления возможной паразитной генерации. Узкие боковые по- был изготовлена из стекла марки К-8 и имела размеры основания 39 х 50 мм, высоту 24 мм, угол при основании 65 11 .
В лазере без СКТИ призма 3 заменялась на призму с чётным числом отражений (призму-крышу). В резонаторе с призмой-крышей волновой фронт генерации не меняет ориентации относительно градиентов температуры в активных элементах, и компенсации термических искажений в нём не происходит. Анализ резонаторов с СКТМ и без неё проводится в разд. А.2 Приложения.
Исследуемые лазеры на КГВ с СКТИ и без неё работали в режиме свободной генерации. Для накачки в режиме генерации одиночных импульсов использовались два варианта накопителя энергии. В варианте А накопителя запасалось до 0.9 кДж энергии, формировался импульс колоколообразной формы длительностью на иолувысотс « 180 мгх с передним фронтом 50 мкс. В варианте Б запасалось до 2.7 кДж, формировался импульс трапециевидной формы длительностью 1000 мкс с фронтом 100 мкс. В варианте А длительность импульса накачки, а в варианте Б — длительность фронта нарастания накачки, близки к времени жизни верхнего лазерного уровня неодима в КГВ (табл. 2, с. 32). При достаточной энергии накачки в варианте А порог генерации достигается очень быстро по сравнению с характерным временем распада возбуждения, и почти вся запасённая в активной среде энергия переходит в генерацию. Меньшая крутизна нарастания накачки в варианте Б по сравнению с Л приводит к более позднему достижению пороговых условий. Поскольку это время сравнимо с временем распада, то в варианте Б потери запасённой энергии в среде на люминесценцию значительно больше. Вариант Б представлял интерес для исследования энергетических возможностей лазера с СКТИ при длинных ( 1 мс [51, с. 109]) импульсах генерации, применяющихся в лазерной сварке. В импульспо-иериодическом режиме длительность импульсов накачки составляла и 200 мкс
Система охлаждении иссле,туемых лазеров, которая важна дли реализации им-иульсно-нериодического режима, не была оптимизирована. Для эффективного тенлоот-вода требуется большая скорость протока жидкости вблизи охлаждаемых поверхностей, которая обеспечивается, обычно, малыми зазорами ( 0.5 мм) вокруг лампы и активного элемента, вставленных в прозрачный кварцевый моноблок. Если обеспечить такие зазоры в нашем случае, то общая площадь поперечного сечения протоков должна быть « 200 мм2. В нашем случае моноблок отсутствовал, а площадь протоков была почти в 4 раза больше.
Рабочие поверхности призм и активных элементов не имели просветляющих покрытий. Из-за иепараллелыюсти торцов активных элементов при настройке лазеров один
Насчёт ирігаш даётся и разд. А.1 Приложения. Из четырёх торцов устанавливался перпендикулярно оси резонатора с целью снижения потерь излучения генерации за счёт отражений.
Поскольку в КГБ усиление максимально для собственной волны в кристалле с по ляризацией вдоль главной оси индикатрисы Nm [13], для энергетических характеристик важно как эта ось в активных элементах повёрнута относительно осей эллипса поляризации излучения генерации: поляризация выходного излучения лазера с одним активным элементом линейна и параллельна Лгто [73], и усиление за полный обход резонатора максимально. Поэтому для минимизации искажений поляризации за полный обход активные элементы с помощью полярископа ориентировались в осветителе так, чтобы направление главных осей индикатрисы в них было одинаковым.
Измерения энергии проводились с помощью твердотельного калориметра типа ИКТ-1Н, который обеспечивает точность измерения абсолютного значения энергии « 20% (систематическая погрешность). Статистическая погрешность измерения в среднем составляла 5%. На рис. 7 приведена принципиальная схема измерений. Выходное излучение исследуемого лазера 1 направлялось в измерительную головку 4 калориметра 5 с помощью сферической собирающей линзы 2 так, чтобы избежать разрушения входного окна калориметра и фильтров 3. Фильтры калибровались на спектрофотометре СФ-28 с погрешностью в среднем 0.5% и применялись для отсечения видимого спектра излучения ламп накачки и снижения уровня измеряемой энергии, чтобы повысить точность измерений.
Поляризационные и спектрально-кинетические характеристики
Собственными осями в активных элементах являются оси эллипса сечения индикатрисы показателя преломления плоскостью, перпендикулярной распространению лучей. Из-за различия между показателями преломления щ и пг линейно поляризованных вдоль собственных осей волн, существующих в кристалле, каждая из них приобретает свой набег (разы: 1,2 = к n-ifidl, р где к — волновое число в вакууме, а интегрирование ведётся вдоль пути Р распространения луча. Для лучей, параллельных оси резонатора, собственные оси совпадают с главными осями Лгт и Ng индикатрисы показателя преломления (к Np, рис. 4). Пренебрегая рефракцией и считая длины активных элементов с высокой точностью равными / ,, оценим5:
Поскольку для небольших углов а1 2 между к и Np в плоскостях главных осей эллипса сечения индикатрисы щ пт д cosrti2 соответственно, то для плоских волн, распространяющихся в окрестности оси резонатора, набеги (раз 8li2 Wr Неточность изготовления активных элементов приводит к неоднородности на апертуре набега фазы. При имеющейся клнновидиостн торцов активных элементов 1 угл. мин различие набегов фазы лучей, направленных вдоль осп резонатора, на краях широкой стороны апертуры (сечение Ь) составляет п. Набег фаз собственных волн изменяется во времени из-за нагрева активных элементов, который неоднороден. Для сравнения: при однородном нагреве на 100 К (характерный нагрев в наших условиях) изменение оптической длины элемента приводит к S] 2 Юп. Таким образом, в сечении резонатора образуется некоторое распределение набега фаз, сложность которого усугубляется неоднородным нагревом и вкладом фотоупругости в показатель преломления, амплитуду и знак которого для КГВ учесть очень сложно (с. 33).
Помимо двулучеиреломлсиия активные элементы из КГВ обладают сильной зависимостью коэффициента усиления я излучения генерации от направления волны и её поляризации (дихроизмом усиления):где cr,j — сечение лазерного перехода для собственных волн с направлением и поляризацией, характеризуемыми индексами і и j соответственно, ДЛГ — разность населсшюстей лазерных уровней. Для волн, распространяющихся вдоль оси резонатора (вдоль Np), усиление максимально для поляризации вдоль оси Nm [13, 73]:
Приблизительно такое же соотношение усиления имеет место и для соответствующих поляризаций собственных волн, распространяющихся в окрестности оси резонатора.
Рассмотренная анизотропия резонатора и активной среды является линейной по полю излучения генерации. Нелинейная анизотропия лазера, проявляющаяся при большой интенсивности поля, обычно мала по сравнению с линейной анизотропией. В случаях, когда на ряд} с линейной анизотропией па генерацию оказывают заметное влияние и нелинейные эффекты, общее пороговое условие генерации, обусловленное фактом наличия обратной связи в лазере, и являющееся также уравнением на собственные тины колебаний резонатора (моды) и их характеристики, не разделяется па энергетическое, фазовое и поляризационное условия генерации [102, с. 45]. В этом случае возникают значительные математические трудности определения энергетических и других характеристик мод [102, с. 172]. В режиме свободной генерации твердотельных лазеров обычно интенсивность излучения генерации относительно низкая, и для упрощения модели нелинейными эффектами анизотропии можно пренебречь. Тогда уравнения на потери и усиление, распределение поля мод на зеркалах и их поляризацию могут быть решены раздельно [102, гл. 2]. Поляризация мод может быть найдена в приближении плоских волн с помощью метода Джонса [102, гл. 1), что возможно также при учёте неоднородности поля и активной среды в сечении резонатора [102, с. 48]. В таком приближении исследуемый лазер с СКТИ можно описать как лазер, в резонаторе которого имеются частичный поляризатор (дихроизм усиления) и двулученреломляющая пластинка (кристаллы КГВ и призма), собственные оси которых развёрнуты на угол 24 (разд. 1.4). Лазеры такого типа обладают большим многообразием амплитудных, частотных и поляризационных характеристик [102, с. 89], которые определяются параметрами его элементов и их неоднородностью [102, с. 8G, 48[. В общем случае каждый собственный тип колебаний расщепляется на два с ортогональными эллиптическими поляризациями и различными частотами. В результате поляризация выходного излучения представляет собой сложную картину, а регистрация калориметрическим методом даст эллипс с ориентацией и эллиптичностью сложным образом зависящими от параметров элементов резонатора. Общая картина качественно соответствует экспериментальным наблюдениям.
При стационарных параметрах элементов резонатора (двулучепреломленпе, набег фаз, дихроизм, неоднородность в сечении резонатора) характеристики собственных типов колебаний постоянны. Время установления состояний поляризаций мод мало по сравнению с изменением их интенсивности [102, с. G9], поэтому в нестационарных условиях поляризационные характеристики перестраиваются с изменением нестационарных факторов (усиления, теплового распределения и др.). Таким образом, в течении импульса генерации эллипс поляризации выходного излучения может изменяться. Заметим, что регистрация при помощи калориметрического метода воспроизводимой зависимости E(v) не противоречит нестационарности поляризации. Поле квазимонохроматического излучения после анализатора, установленного на азимут ф, запишется в виде (разд. С.1):
Как видно, выражение (2.G) такого же вида, что и (2.5). Это означает, что при любой воспроизводящейся от импульса к импульсу зависимости входной поляризации от времени при регистрации калориметрическим методом она будет восприниматься как некоторый стационарный эллипс с азимутом, определяемым коэффициентами а2 и аз.
Область дисперсии измерительного эталона 2.5 см"1 была достаточной чтобы и большинстве случаев разделить интерференционные порядки всех частот в спектре генерации исследуемых лазеров. Кинетика и структура спектров излучения лазеров испытывали незначительные изменения от вспышки к вспышке, при этом их общий характер сохранялся. При каждых экспериментальных условиях регистрировались несколько спектрограмм. В интегральном спектре излучения лазера с СКТИ в некоторых случаях наряду с основной спектральной полосой генерации наблюдалась одна отдельная спектральная компонента. При варианте накачки А, когда наблюдалась низкая воспроизводимость этой компоненты, число спектрограмм, получаемых при одинаковых условиях, было увеличено до 30. При варианте накачки Б наблюдалось до трёх отдельных спектральных компонент. В спектре лазера без СКТИ отдельно отстоящие спектральные компоненты не выделялись.
Генерация лазера с трубчатым активным элементом в модели неограниченной апертуры
Оптическая схема Z-интерферометра и экспериментальной установки для измерения величины термической неоднородности оптической длины активного элемента представлена на рис. 27. Опорная и измерительная волны формируются в результате дифракции плоской волны на линейной зонной пластинке 7 в плоскости Р]. Прямую линию 0\02, перпендикулярную плоскости Г\ и пересекающую центральную линию линейной зонной пластинки, будем называть оптической осью интерферометра. Волна 0-го порядка дифракции (плоская волна) используется в качестве измерительной, а +1-го порядка (сходящаяся цилиндрическая волна) — в качестве опорной. Измерительный и опорный пучки пространственно совмещены, для размещения исслс;гусмого активного элемента 8 используется область пространства вблизи перетяжки опорного пучка. Вклад в интерференционную картину волн остальных порядков снижается при помощи пространственного фильтра (щелевая диафрагма 9 шириной и 0.2 мм), расположенного в плоскости перетяжки опорного пучка (плоскость 1\).
Для регистрации интерференционной картины использовались видеокамера КТ&С High Resolution с объективом „Вега 2/20" (11,12) и матовый экран S, который приводился во вращение миниатюрным двигателем с целью ослабления спекл-шумов.
Амплитудные линейные зонные пластинки изготовлялись но технологии фотолитографии в плёнках хрома на стеклянных подложках. Расстояние от оси 0\0- до внешних границ чередующихся прозрачных и непрозрачных полос (зон Френеля) определяется выражением [111]: где п = 1,2,... — номер зоны, a j\ — фокусное расстояние пластинки для первого порядка дифракции. Пластинки были рассчитаны на длину волны А = 0.6328 мкм и имелифокусное расстояние j\ - 300 млі. Интерференционная картина пустого Z-интерфсрометра в заданной плоскости изображения имеет вид прямых полос, параллельных зонам Френеля, с переменным периодом. Период и ширина полос тем меньше, чем дальше полосы расположены от оптической осп интерферометра. С увеличением расстояния между плоскостью 1\ и плоскостью изображения полос их ширина и период увеличиваются. Внесение в измерительный пучок илоскопараллельной однородной пластинки приводит к увеличению периода интерференционной картины. При наличии нсоднородностей форма полос па соответствующих участках картины искажается. На расстоянии « 2/і период полос 80 мкм, т.е. интерференционная картина слишком мелкая для регистрации видеокамерон. При удалении экрана S на 5.7 м от Р\ ; период полос составлял 0.1 мм, и обеспечивалась падёжная регистрация и достаточная точность измерения смещений полос. Активный элемент из КГБ ориентировался так, чтобы интерференционные полосы были параллельны кристаллографическому направлению [001] (плоскости подложки, к которой крепился кристалл). В данном интерферометре возможно только такое расположение трубчатого активного элемента, при котором период полос вблизи отверстия меньше, чем па периферии кристалла. Это удачно соотносилось с те.м, что амплитуда термического искажения наибольшая, а её радиальная зависимость наиболее крутая в близи отверстия. Более мелкая здесь структура полос позволяла увеличить пространственное разрешение измерений. Для соотнесения координат полос с координатами на апертуре активного элемента использовался центр дифракционной картины, возникающей от круглой диафрагмы 10 06 мм, которая устанавливалась сразу за активным элементом. Расстояние между осью О [О 2 и центром диафрагмы 10 составляло 6.2 ±0.1 мм, между 0\Ог н осью лампы накачки — 11.6 ±0.1 мм. Для компьютерной обработки кадры видеозаписи оцифровывались с разрешением 2309 dpi Коэффициент переноса между цифровым изображением и изображением на экране составлял 91 ± 3 точек /мм. Интерферометр освещался параллельным пучком, формируемым гелий-неоновым лазером 1 и коллиматором с пространственным фильтром 4 0. Пучок имел гауссово рас пределение интенсивности в поперечном сечении и размер, превышающий размер зонной пластинки. Неоднородность распределения интенсивности в пределах апертуры активного элемента составляла 3%. Для увеличения контрастности интерференционной картины плоскость линейной поляризации излучения устанавливалась параллельно оси индика трисы КГБ Ny или Nm. Для удобства перестройки азимута поляризации использовалась четвертьволновая пластинка 2 и поляризатор 3. При плоскости поляризации не парал лельной осям индикатрисы наблюдалась сумма двух интерференционных картин, соот ветствующих показателям преломления КГБ пт и пд (с. 30), с разными інтенсивностями в зависимости от азимута поляризации. Параллельность плоскости поляризации осям N. Для измерения термических искажений необходимо регистрировать смещение интерференционных полос в течение нагрева, чтобы определить их максимальный сдвиг. Длительность вспышки лампы накачки, за которую происходит нагрев, па два порядка меньше периода между видеокадрами (40 ЛІС), т.е. полосы смещаются много быстрее, чем происходит их регистрация. Поэтому для решения задачи соотнесения полос, зарегистрированных до нагрева, с полосами, регистрируемыми после него, использовался факт совпадения этих полос после полной тепловой релаксации системы. Методика обработки иптерферограмм в этом случае приводится в Приложении В.
Оптическая схема Г-интерферометра имела в основе схему Z-интерфсрометра. Соосно с зонной пластинкой в плоскости Р\ на расстоянии 2f\ от неё в плоскости / устанавливалась вторая амплитудная зонная пластинка с профилем пропускания, негативным к профилю первой. Дифракционные структуры пластинок были обращены друг к другу, зоны Френеля устанавливались параллельно. Диафрагмы 9 и 10 отсутствовали. В пустом интерферометре распределение интенсивности, формируемое первой зонной пластинкой в плоскости Рз, совпадает но структуре (период и характерная ширина полос) с распределением пропускания этой зонной пластинки. Наличие точно сыостировапиой второй пластинки с негативным пропусканием приводит к сильному равномерному затенению рабочего поля интерферометра. Точная юстировка второй пластинки производилась с помощью микроскопа, настроенного на плоскость Р ,.
Изменения фазового пути лучей измерительного пучка приводит к искривлению полос в интерференционной картине, созданной первой пластинкой, и увеличению светового потока, проходящего сквозь вторую пластинку в местах искривлений. Распределение интенсивности на регистрирующем экране после плоскости Рл, таким образом, обладает микроскопической структурой с характерным размером порядка шага дифракционной структуры зонных пластинок и огибающей макроскопических размеров (муаровые полосы). Видеокамера (использовалась Philips VKR6853) не разрешает мелкую структуру ноля и регистрирует её огибающую (картину муаровых полос). Муаровые полосы появляются в точно съюстпрованпом Т-интерферометре при любом изменении фазы измерительного пучка, в том числе и при внесении в него образца.
