Исследование тепловых решеток в нелинейных средах для коррекции искажений в оптических системах на основе ЭИ СО2-лазеров тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.05, кандидат физико-математических наук Степанов, Владимир Владимирович

• Степанов, Владимир Владимирович
• кандидат физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Степанов, Владимир Владимирович

Оглавление

стр.

Введение

Защищаемые положения

Глава 1. Тепловые решетки в нелинейных средах и компенсация аберраций волнового фронта излучения электроионизационного СОг-лазера методами обращения волнового фронта и динамической голографии (Обзор литературы)

1.1. Исследование динамики тепловой решетки плотности при ЧВВ излучении ЭИ С02-лазера в ББе

1.2. ОВФ при ЧВВ в активной среде импульсного ЭИ ССЬ-лазера

1.3. Использование методов ОВФ и голографических методов для коррекции аберраций телескопических систем

Глава 2. Исследование динамики оптического качества тепловых решеток показателя

преломления при ЧВВ в

2.1. Деградация решетки плотности при постоянных в пространстве профилях световых полей

2.2. Быстродействие тепловых решеток при изменении во времени

фазы сигнальной волны

Выводы

Глава 3. Исследование динамики процесса ЧВВ в активной среде

импульсно-периодического электроионизационного СОг-лазера

3.1. Краткий анализ процессов в газовой нелинейной среде, влияющих на динамику ЧВВ в акти зной среде ЭИ СОг-лазера

3.2. Экспериментальные исследования динамики коэффициента отражения при ЧВВ в активной среде макета ЭИ СОг-лазераи ЭИ СОг-усилителя

3.2.1. Результаты исследований ЧВВ в активной среде

усилительного тракта

3.2.2. Результаты исследований ЧВВ в активной среде лазера

3.2.3. Анализ результатов проведенных исследований

3.3. Характеристики ЧВВ в активной среде проточной разрядной камеры импульсно-периодического ЭИ СОг-лазера

3.4. Исследование компенсационных возможностей ОВФ при ЧВВ в активной

среде импульсно-перисдического ЭИ С02-лазера

3.4.1. Эксперименты по исследованию коррекции искажений в усилителе

3.4.2. Сравнительное исследование степени коррекции искажений в телескопической системе с составным главным зеркалом методом ЧВВ в 34SF6 и в активной среде ЭИ СОг-лазера

в импульсном режиме работы

3.4.3. Результаты исследований ОВФ-компенсации искажений телескопической системы с составным главным зеркалом

в импульсно-перкодическом режиме работы

Выводы

Глава 4. Динамическая голографическая коррекция аберраций наблюдательных

и формирующих систем на основе ЭИ СОг-лазеров

4.1. Коррекция аберраций наблюдательных систем с использованием

в качестве нелинейной среды SFe

4.2. Коррекция аберраций формирующих систем методом

"квазичетырехволнового ОВФ"

Выводы

Заключение

Благодарности

Литература

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование тепловых решеток в нелинейных средах для коррекции искажений в оптических системах на основе ЭИ СО2-лазеров»

Введение.

В настоящее время для компенсации динамических аберраций волнового фронта лазерных пучков широко используются различные методы обращения волнового фронта (ОВФ). ОВФ позволяет компенсировать не только сравнительно медленные аберрации,

л"

вносимые оптическими элементами, но и фазовые возмущения волнового фронта, возникающие в лазерных системах в процессе самой генерации. Основными параметрами, определяющими применимость того или иного метода ОВФ в лазерных системах, являются эффективность, быстродействие и качество ОВФ-зеркала.

Для СОг-лазеров с длиной волны излучения 10,6 мкм наиболее развитым методом ОВФ является четырехволновое взаимодействие (ЧВВ) этого излучения в различных нелинейных средах. Исследованию физических процессов, определяющих применимость этого метода для коррекции волнового фронта лазерных систем, создаваемых на основе мощных импульсно-периодическях электроионизационных (ЭИ) СОг-лазеров с длительностью импульса 10 ч- 20 мкс, и посвящена данная работа.

Основной целью данной работы являлось исследование физических процессов, определяющих качество и быстродействие ОВФ при ЧВВ излучения электроионизационного СОг-лазера с длительностью импульса 10 -ь 20 мкс в наиболее перспективных средах с тепловой нелинейностью, а также возможности компенсации аберраций телескопических систем с использованием тепловой решетки показателя преломления на основе единого подхода к использованию методов ЧВВ и динамической голографии.

Наилучшие результаты по эффективности процесса ЧВВ излучения такого лазера были получены ранее в эле газе ББб (см. главу 1). В этом случае обращенная волна формируется, в основном, за счет тепловой нелинейности - зависимости показателя преломления от температуры газа. Результаты исследований пространственно-временной структуры тепловой голограммы в БРб, выполненные в данной работе с использованием интерферометрических методов и более совершенной цифровой контрольно-измерительной аппаратуры, позволили обнаружить ряд новых особенностей, определяющих динамику процесса ЧВВ в течении импульса генерации, и определить предельное быстродействие ОВФ-зеркала при ЧВВ в 8Рб.

Использование активной среды в качестве нелинейной для ЧВВ позволяет не только заменить поглощающую среду на усиливающую, но исключить из схемы узел формирования опорных волн в случае внутрирезонаторного ЧВВ. К моменту постановки работы в литературе практически отсутствовала информация о качестве ОВФ при ЧВВ в

активной среде ЭИ СОг-лазера, а также об эффективности при обращении достаточно . мощного излучения, пригодного для применения в реальных лазерных системах. Проведенные в данной работе исследования позволили обнаружить ряд особенностей ЧВВ в активной среде СОг-лазера, которые влияют как на процесс ЧВВ, так и на режим генерации задающего генератора. Полученные результаты были использованы при исследованиях компенсационных возможностей ОВФ-зеркала на активной среде ЭИ СО2-лазера. Исследования проводились при использовании этого зеркала в составе системы формирования излучения мощного лазера в телескопических системах типа ТЕНОКОМ. Впервые в работе был продемонстрирован метод внутрирезонаторного ОВФ в импульсно-периодическом режиме работы лазера.

Подход к анализу процессов при ОВФ-ЧВВ, как процессов формирования обращенного волнового фронта методами динамической голографии, позволил на следующем этапе работы продемонстрировать применение динамической голограммы, записываемой в 8Бб, не только в системах формирования излучения, но и в адаптивных оптических системах для наблюдения удаленного объекта. Разработанный в работе метод "квазичетырехволнового ОВФ" снимает требование к взаимной когерентности светового сигнала от объекта и пучков, формирующих голограмму-корректор. Экспериментальная демонстрация возможностей квази-ЧВВ ОВФ-зеркала в 8Е6 для голографической коррекции изображающих систем была проведена с использованием телескопической системы ТЕНОКОМ, разработанной в ВНЦ ГОИ.

В первой главе данной работы на основе анализа литературных данных сформулированы основные задачи, которые были решены при исследовании процессов формирования тепловой решетси плотности при четырехволновом взаимодействии излучения ЭИ СОг-лазера как в 8Е6, так и активной среде лазера. Сформулирован подход к использованию тепловой решетки в качестве голограммы для коррекции аберраций как наблюдательных, так и формирующих телескопических систем ИК-диапазона.

Во второй главе изложены результаты исследований качества ОВФ при ЧВВ в БЕб в

V

течение генерации ЭИ СОг-лазера с длительностью импульса до 20 мкс, а также исследований быстродействия такого ОВФ-зеркала с целью оценки способности отрабатывать аберрации сигнального пучка, возникающие в течении импульса генерации. Показано, что основным параметром, определяющим быстродействие такого зеркала, является время У-Т релаксации уровней молекулы БЕб.

В третьей главе представлены результаты исследований эффективности процессов ЧВВ в активной среде ЭИ СОг-лазера. Продемонстрировано отражение на двух типах

тепловых решеток (энтропийной и акустической) и, следовательно, влияние динамики внутрирезонаторного ЧВВ на динамику излучения ЭИ СОг-лазера. В этой же главе описаны сравнительные эксперименты по демонстрации качества обращения при ЧВВ в ББе и в активной среде лазера, представлены результаты испытаний внутрирезонаторного ОВФ-зеркала на активной среде в импульсно-периодическом режиме работы лазера.

В четвертой главе представлены результаты исследований по коррекции аберраций составного главного зеркала телескопической системы методом динамической голографии с использованием в качестве нелинейной среды ББб . На основе единого подхода к ЧВВ и динамической голографии предложен и описан метод "квазичетырехволнового ОВФ", приведены экспериментальные результаты, демонстрирующие возможности метода.

Защищаемые положения.

1. Результаты экспериментальных исследований и анализа причин нарушения оптического качества ОВФ-зеркала при ЧВВ на тепловой решетке показателя преломления в 8Рб. Обнаружен новый механизм нарушения качества обращения, связанный со смещением штрихов решетки под действием градиентов давления, вызванных неравномерностью распределения интенсивности излучения по апертуре взаимодействующих пучков.

2. Результаты экспериментальных исследований быстродействия ОВФ-зеркала при ЧВВ на тепловой нелинейности. Обнаружен механизм перезаписи тепловой решетки плотности под действием лок;шьных градиентов давления в газе, приводящий к отслеживанию штрихом решетки штриха интерференционной картины.

3. Результаты экспериментальных исследований динамики ЧВВ в активной среде ЭИ СОг-лазера с длительностью импульса 20 мкс, при малых углах сведения, обеспечивающих максимальную энергию отраженного пучка. Обнаружено существование отражения на тепловых решетках двух типов: энтропийной и акустической. Показано, что в условиях, когда время выравнивания давления поперек штрихов больше времени тепловой релаксации, отражение на акустической решетке приводит к росту коэффициента отражения с уменьшением угла СЕ.едения.

4. Результаты экспериментальных исследований ОВФ-зеркала при ЧВВ в активной среде ЭИ СОг-лазера. Показано, что в диапазоне аберраций сигнальной волны до десяти дифракционных углов ОВФ-зерк<шо на активной среде не уступает ОВФ-зеркалу на БРб. Впервые продемонстрирована компенсация динамических аберраций ОВФ-зеркалом на активной среде в импульсно-периодическом режиме работы лазера.

5. Результаты экспериментальных исследований по компенсации аберраций методом динамической голографии при записи голограммы в 348Рб. Показано, что использование голограммы в 348Бб позволяет получать безаберрационное изображение точечного объекта дифракционного размера при разъюстировках сегментов главного зеркала телескопа ТЕНОКОМ на углы до десяти дифракционных.

6. Метод "квазичетырехволнового ОВФ", являющийся аналогом метода ЧВВ, отличающийся тем, что считывание голограммы осуществляется не пучком встречной накачки, а отраженным ретроотражателем объектным пучком, продифрагировавшим на голограмме.

Глава 1. Тепловые решетки в нелинейных средах и компенсация аберраций волнового фронта излучения электроионизационного С02-лазера методами обращения волнового фронта и динамической голографии (Обзор литературы).

да

Как сказано во введении, основной целью данной работы являлось исследование физических процессов, определяющих качество и быстродействие ОВФ при ЧВВ излучения электроионизационного ССЬ-лазера с длительностью импульса Юн- 20 мкс в средах с тепловой нелинейностью, а также возможности компенсации аберраций телескопических систем с использованием тепловой решетки показателя преломления.

Наиболее перспективными средами с тепловой нелинейностью для ОВФ при ЧВВ излучения ЭИ ССЬ-лазеров, как будет показано в параграфах 1.1 и 1.2, являются элегаз ББв и активная среда самого лазера. Компенсация аберраций телескопических систем, как будет показано в параграфах 1.2 и 1.3, достигается с использованием как методов ОВФ, так и методов динамической голографии.

Исследования велись в трех направлениях:

1. Исследование причин нарушения качества ОВФ при ЧВВ в ББб излучения ЭИ СОг-лазеров с длительностью импульса 10 -г- 20 мкс, а также способности такого ОВФ-зеркала компенсировать искажения волнового фронта, возникающие в самих ЭИ СОг усилителях и лазерах.

2. Исследование динамики процесса ЧВВ в активной среде ЭИ СОг усилителя и лазера и компенсационных возможностей такого ОВФ-зеркала. Особо следует отметить исследование компенсационных возможностей в импульсно-периодическом режиме работы лазера.

3. Применение методов динамической голографии с использованием тепловой решетки показателя преломления, записываемой в ББб, для компенсации аберраций наблюдательных и формирующих оптических систем.

В соответствии с этими направлениям выполнен обзор литературы (параграфы 1.1, 1.2, 1.3) и построено изложение результатов работы (главы 2, 4).

1.1. Исследование динамики тепловой решетки плотности при ЧВВ излучения ЭИ СОг-лазера в 8Р6.

Необходимость разработки методов и схем обращения волнового фронта среднего ИК-диапазона была вызвана прежде всего тем, что на момент постановки данной работы (середина 80-х гг.), наиболее мощными и эффективными являлись лазеры, излучающие именно в этом спектральном диапазоне. [1]. Это лазеры, в которых генерация излучения происходит на молекулах НБ, ЕБ, СО и СОг. Наиболее »мощными из них являлись электроионизационные СОг-лазеры [2] - лазеры с несамостоятельным разрядом, обеспечивающим накачку газовой среды максимального объема.

В настоящее время единственным реализованным методом обращения волнового фронта излучения СОг-лазера является метод четырехволнового взаимодействия (ЧВВ) [3]. Четырехволновое взаимодействие: является процессом параметрического смешения в нелинейной среде трех волн, которое приводит к генерации четвертой, обращенной волны. Существуют два основных подхода к описанию процесса ЧВВ: подход параметрического взаимодействия излучения в нелинейных средах и подход динамической голографии.

' ' Е4 \

\1

Рис. 1.1. Схема четырехволнового взаимодействия. Е\, Ег - опорные волны, Ег - сигнальная волна, Еа - обращенная волна, 1 - нелинейная среда, 2 - решетка (голограмма) диэлектрической проницаемости.

В терминах нелинейной оптики эффект ОВФ-ЧВВ описывается, если известна поляризация Р11Л среды как нелинейная функция суммарного электрического поля Е. Процесс формирования обращенной волны описывается волновым уравнением для суммарного светового поля совместно с квантовомеханическими уравнениями [4]. Обычно последние настолько сложны, что анализ нелинейных оптических явлений состоит в выборе тех или иных разумных приближений. В случае ЧВВ таким приближением является условие малости изменения населенности уровней по сравнению с самими населенностями

в среде, характеризуемой кубичной нелинейной восприимчивостью.

Механизм генерации обращенной волны наиболее нагляден в голографической интерпретации процесса ЧВВ [5, 6]. Пусть Ет,{г) - волна, которую необходимо обратить, Е\(г) - опорная волна, когерентна* с волной Ез(г) (рис. 1.1). В результате интерференции этих волн в нелинейной среде записывается решетка-голограмма диэлектрической проницаемости (показателя преломления). Если эту голограмму осветить волной, направленной точно навстречу опорной и сопряженной с ней по фазе, .ЕгО") = Е\ (г), то голограмма восстановит обращенную волну Е4г):

E.%(r) = const • Ei(r) ■ Ег{г) ■ Еъ*(г).

В случае, когда I E\(r) \ 2= const -волна с постоянной по Сечению амплитудой

Еа(г) = const • Ej,*(г)

Аналогично возможна запись голограммы волнами Ег(г) и Ej(r) и считывание ее волной Ei(r),

Подход нелинейной оптики несомненно является более общим, однако в случае ЧВВ голографический подход достаточно точно описывает процесс. Дело в том, что нелинейная поляризация, ответственная за генерацию обращенной волны при вырожденном ЧВВ, когда частоты всех волн совпадают, вообще говоря, описывается суммой трех слагаемых. Первые два аналогичны членам, с которыми имеют дело в обычной голографии. Третье слагаемое не имеет аналога в обычной голографии и описывает решетку (голограмму), записываемую опорными волнами. Эта решетка, однородная по пространству, но осциллирующая во времени с частотой, вдвое большей частоты света [1]. В случае среды с инерционной . нелинейностью этим членом можно пренебречь.

В связи с тем, что данная работа посвящена исследованию медленной тепловой нелинейности, а также по причине наглядности и простоты анализа ЧВВ с использованием голографического подхода, в дальнейшем мы будем придерживаться именно голографичес-кого подхода. Такой подход оказывается удобным и при анализе применимости ОВФ-ЧВВ и динамической голографии для компенсации аберраций реальных телескопических систем.

Основными параметрами, характеризующими процесс ОВФ, являются (см. рис. 1.1): коэффициент отражения R, определяемый как отношение энергии отраженной волны Е<\ к энергии обращаемой волны Ез, и качество обращения Н, которое мы, следуя [1], определим как Н(в) = Е<\($)), где Е,(в)/Е, (/ = 3,4)- доля полной энергии в z'-том пучке, заключенная в конусе с углом при вершине в. За величину в мы примем, за исключением отдельно оговоренных случаев, дифракционный угол вьиф = 2,44-А/Д где Л - длина волны

излучения, /) - диаметр пучка (апертуры).

В качестве нелинейных сред для ЧВВ излучения СОг-лазера используется широкий спектр веществ и, соответственно, механизмов нелинейною взаимодействия. Обзор и подробный анализ нелинейных сред и механизмов взаимодействия выполнен в работах [1, 7, 8, 9], поэтому перечислим лишь основные из них. К первому типу нелинейного взаимодействия можно отнести взаимодействия нерезонансного типа в полупроводниках. Механизмами, лежащими в основе этого типа нелинейности, являются: ангармонизм связанных электронов и нелинейнад восприимчивость свободных носителей. Эти процессы характеризуются большими значениями величины нелинейной восприимчивости, что в принципе позволяет получить значительные коэффициенты отражения. В качестве материалов для реализации ЧВВ на этих типах нелинейности используются Ое, 1пАэ, ЕпЭЬ, ЩСёТе. Основным достоинством нелинейности на связанных электронах является ее практическая безынерционность, что позволяет обращать немонохроматическое, многочастотное излучение [7]. Преимуществом ЧВВ на свободных носителях является большой, до 800%, коэффициент отражения. К осноеным недостатком этих методов можно отнести малый динамический диапазон интенсивностей обращаемого излучения, ограниченный пробоем материала и уменьшением отражения при больших плотностях мощности излучения [1].

Ко второму типу нелинейно го взаимодействия можно отнести механизмы тепловой нелинейности. Спектр используемых материалов тут значительно более широк. Это полупроводники ве, 81, СёАй, кристаллы КРС, жидкости ССЦ, С32, ацетон и др. Более сильная зависимость показателя преломления от температуры (ёпШТ) в жидкостях, примерно в три раза превышающая значение этого параметра в полупроводниках [7], позволяет в принципе получать значительные коэффициенты отражения, но и здесь предельная мощность (энергия) отраженного сигнала определяется лучевой прочностью - в данном случае вскипанием жидкости. Постоянная времени тепловой нелинейности в жидкостях при угле сведения 0 « 10"2 рад составляет -2,5 мс для пропускающей решетки, записываемой попутными пучками, и ~ 3 мкс для отражательной решетки, записываемой встречными пучками. Для полупроводников, эти величины соответственно равны: Зн-Юмкс и 1-5-5 не. Очевидно, что инерционность процесса ограничивает применение жидкостей для компенсации аберраций быстропротекающих процессов. К основным недостаткам тепловой нелинейности, как и любой фазовой нелинейности, относится прямая связь между величиной коэффициента отражения и аберрациями, вносимыми самой нелинейной средой. В этом случае пространственные неоднородности амплитуды пучков,

участвующих во взаимодействии, переносятся в фазу отраженной волны в результате эффекта крупномасштабной "самофокусировки" [1].

Особое место среди нелинейных сред для ЧВВ занимают резонансно-поглощающие и усиливающие среды. На усиливающей среде, которой является активная среда СО2-лазера, мы остановимся отдельно. В качестве же резонансно-поглощающих сред используются: ББб, ВСЬ, С¥2С12, 1ЧНз, Семой популярной средой ддя ЧВВ излучения /1« 10 мкм является БРб[8]. Основной особенностью молекулы ББб является широкий спектр поглощения, что позволяет реализовать ОВФ на большинстве линий генерации СОг-лазера. Теоретическая модель ЧВВ в системах с данным типом нелинейности развита в [10]. Основным параметром, определяющим эффективность отражения в случае нелинейности на эффекте насыщения поглощения, является коэффициент поглощения слабого сигнала сг. Для ББб величина сг на порядок превышает коэффициент поглощения для других молекул [7]. Быстродействие процесса ЧВВ в этом случае определяется временем У-Т релаксации энергии возбужденных колебательных уровней молекул в энергию теплового движения, которое составляет величину « 1 м:<с. Величина Е. для центра линии поглощения составляет несколько десятков процентов. При отстройке от центра линии поглощения достижимы существенно большие значения Я - до 200% [11]. В этом случае основной вклад в отражение дают уже фазовые эффекты. Однако эти эффекты приводят к проявлению самофокусировки, т.е. перекачке амплитудных искажений взаимодействующих волн в фазовые. Ввиду особой важности проблемы быстродействия для ОВФ излучения мощных ЭИ СО2-лазеров с длительностью импульса 10-^20 мкс, исследованию этого вопроса посвящена отдельная глава данной работы, и здесь мы не будем останавливаться на этом вопросе.

Еще одним важным свойством, выделяющим БРб из всего класса нелинейных сред, является возможность смещения центра линии поглощения в длинноволновую область при

использовании изотопически замещенной серы 348Рб (обычным изотопом является 32Б) [3].

"1 1

В этом случае центр линии поглощения смещается с 948 см" до 930,5 см" . Как было

32

показано в [11], максимальный коэффициент отражения в 8Рб реализуется на линии генерации 10Р(10) молекулы (Юг, обладающей сравнительно низким усилением. Применение же 348Рб позволяет получить такую же эффективность на линии 10Р(20) -основной линии генерации СОг-лазера [3].

Важнейшим свойством вБс, как нелинейной среды для ОВФ, является двойной механизм нелинейности, который можно использовать для ЧВВ [15]. При короткой длительности импульса < 1 мкс основным механизмом является резонансное поглощение -

формируется амплитудная или фазовая решетка, связанная с изменением действительной и мнимой части показателя преломления при резонансном переходе. При большей длительности взаимодействие характеризуется тепловой нелинейностью - формируется фазовая решетка, которая в свою очередь состоит из температурной решетки и решетки плотности. Вклад этих решеток в отражение как для ББб, так и для 348Рб подробно проанализирован в [12]. Высокая эффективность тепловых решеток позволяет использовать 348Бб для обращения излучения в длинных (как минимум до 40 мкс) импульсах мощных электроионизационных СОг-лазеров.

Первые экспериментальные работы по реализации ЧВВ в ЗБб [13], опубликованные в 1979 г., показали удовлетворительное совпадение теоретических предсказаний эффективности ЧВВ в резонансно-поглощающих газах [10] с экспериментом. В [13] был получен коэффициент отражения « 7% в центре линии поглощения. Если работы [10, 13] были, по-видимому, первыми зарубежными публикациями по обращению излучения СОг-лазера в 8Бб, то первой отечественной работой по теоретическому анализу ЧВВ в средах с тепловой нелинейностью можно считать [14], опубликованной в 1982 году, а экспериментальной демонстрацией обращения в 8Бб - 11]. В этой работе получен коэффициент отражения для излучения ТЕА С02-лазера более 100% при отстройке линии генерации в коротковолновую область. Обращение в 8Рб излучения электроионизационного СОг-лазера с длительностью импульса 20 мкс было, по-видимому, впервые продемонстрировано в [15]. Эти публикации относятся к середине 80-х годов, и с этого момента времени начался "бум" по исследованию и использованию ЗБб и вообще ОВФ для излучения СОг-лазеров, пик которого пришелся на 1986-1990 годы. К этому времени относится и постановка представляемой автором работы.

До сих пор, видимо, не превзойденным является результат, полученный в [18] с участием автора данной диссертации. Для импульсно-периодического ЭИ С02-лазера с длительностью импульса 15 мкс в обращенном в 8Бб пучке была получена мощность излучения до 40 кВт при частоте повторения импульсов 100 Гц. Коэффициент отражения достигал « 200%, а 0,8 энергии вых одного пучка распространялось в угол, равный двойному дифракционному углу. Эти исследования явились исходным толчком для подробного анализа процессов ЧВВ в средах с тепловой нелинейностью, т. к. их применение позволяет реально достигнуть высоких значений мощности излучения с предельными угловыми характеристиками.

Вернемся теперь к более подробному рассмотрению особенностей ЧВВ в 8Бб, 348Рб, а так же эффектов, влияющих на качество ОВФ. Прежде всего, необходимо определить

предельные возможности систем компенсации фазовых искажений с использованием ОВФ по величине компенсируемых искажений, сформулировать требования к ОВФ-зеркалу, и выявить факторы, определяющие степень восстановления обращаемого волнового фронта. Эти факторы можно разбить на две. типа. К первому можно отнести ограничения, связанные непосредственно с ЧВВ как методом ОВФ. Второй тип факторов учитывает физические и технические ограничения, связанные с конкретной реализацией метода, как то: свойства нелинейной среды, особенности схем накачки ОВФ-зеркала, динамика происходящих

'г

процессов и т. д. На первом типе ограничений мы останавливаться не будем, так как его рассмотрение сводится фактически к анализу разрешающей способности ОВФ-зеркала, которая, как показано в [19], при "идеальном" ОВФ-зеркале, когда нет эффектов второго типа, близка к дифракционной для оптического элемента того же размера, что и ОВФ-зеркало.

Рассмотрим второй тип ограничений. Принципиальным фактором, определяющим качество ОВФ при четырехволновом взаимодействии, является кривизна волнового фронта волн накачек. Воспользуемся подходом, изложенным в [1]. Если волны Е\ и (см. рис. 1.1) обладают одинаковой кривизной с радиусом Яф, то Е\{г,£)=А{г) ехр[ 1к(г - г2/2Яф), Е2(г,г) =А(г) ехр[ 1к{- г - гПЩ).

В результате произведения полей возникает дополнительный фазовый множитель . ехр[-¡к-г2/Яф], так что волновой фронт обращенной волны Е4 искривлен и имеет радиус Яф/2. Сферичность только одной накачки (при второй - плоской) перейдет в такую же сферичность обращенной волны. В случае чисто сферического волнового фронта дополнительный набег фазы можно, конечно, легко компенсировать, применяя сферические зеркала, однако более сложные формы волновых фронтов таким методом скомпенсировать трудно. Кроме того, деформации фронтов накачки могут появляться в результате взаимодействия волн накачек с самой нелинейной средой. Последний эффект подробнее будет описан ниже.

Эффекты, связанные с несопряженностью волн накачки можно ликвидировать, использовав оптические элементы, компенсирующие разность кривизны волновых фронтов или использовать в качестве встречной накачки Е2 пучок, сформированный из накачки Е\ с использованием ОВФ [1]. Однако все эти методы бессильны, если искажения возникают непосредственно при распространении излучения в самой нелинейной среде (самовоздействие, самофокусировка). Так, в [1] показано, что в случае нелинейных сред, характеризуемых кубичной нелинейностью (нелинейной восприимчивостью третьего порядка), для двух встречных волн одинаковой интенсивности нелинейный набег фазы в

среде в шесть раз превышает соотв етствующую величину для-одной волны. Таким образом, в случае тепловой нелинейности, увеличивая степень нелинейности или интенсивность волн накачек, мы увеличиваем зффективность ЧВВ, но одновременно увеличиваем и эффект самовоздействия (самофокусировки), ухудшая качество ОВФ. Из этого парадокса есть два выхода. Один из них основан на использовании волн накачек с равномерным распределением интенсивности, например, путем апертурногоГделения пучка неустойчивого резонатора [20, 21]. Второй способ связан с подбором нелинейной среды. Так как эффект самофокусировки фазовый, то избежать его появления можно осуществляя обращение, например, в центре линии поглощения резонансно-поглощающей среды. Этот метод был продемонстрирован в [1] все в том же ББб на линии 10Р(22), где было продемонстрировано качество обращения « 0,96, правда с невысокой эффективностью.

Однако для обращения излучения с длительностью импульса генерации много больше постоянной времени У-Т релаксации молекулы 8Бб применение последнего метода затруднено [3, 15]. Причиной этого является зависимость поглощения, времени релаксации и интенсивности насыщения от температуры газа, которая может достигать к концу импульса генерации, по оценкам [12], более 1000°К. В этом случае, если даже в начале импульса частотная отстройка была нулевой и решетка была чисто амплитудной, то в результате У-Т релаксации возникает и фазовая нелинейность. Она в свою очередь не только дает определенный вклад в эффективность отражения, но и приводит к эффектам самофокусировки. Этот эффект является причиной ухудшения качества обращения, обнаруженного в [15].

Описанные эффекты самофокусировки при ЧВВ излучения длинных импульсов в средах с тепловой нелинейностью теоретически и экспериментально исследовались в [22]. Был обнаружен эффект влияния самофокусировки не только на качество, но и на эффективность обращения. Из-за возникающих в среде градиентов температуры и давления с характерным масштабом, равным размеру взаимодействующих пучков, происходит "замывание" штрихов решетки, записанной в среде. Этот эффект является результатом смещения элементарных объемов нелинейной среды в процессе выравнивания давления в направлении, поперек направления распространения пучков. Нагретая в пучности интерференционной картины среда смещается относительно самого штриха, в результате величина перепада температуры между максимумами и минимумами интерференционной картины уменьшается. Вместе с ней уменьшается и коэффициент отражения. Характерное время т данного эффекта определяется скоростью звука с и пространственным масштабом I, т = Не (за характерный масштаб принимается диаметр пучков), эффект сказывается на

эффективности отражения при длительностях импульса ти > т. Так как в [22] исследовались в основном жидкости, в которых скорости звука много больше, чем в газах, и г достаточно мало, то авторы [22] не обратили внимание, что смещение штриха, записанного в нелинейной среде под действием тех же градиентов давления,„но при значительно меньших временах может приводить к ухудшению качества ОВФ. Причем это ухудшение качества будет происходить за времена, много меньшие времени формирования тепловой линзы, так как характерным пространственным масштабом в этом случае будет шаг решетки.

В работе [23] исследовалась эффективность обращения (а точнее сказать, отражения, так как в ней не регистрировалось качество ОВФ) при ЧВВ в 8Бб для длительности импульса 40 мкс. В этой работе обнаружено прекращение отражения при временах 10 ч- 25 мкс в зависимости от давления газа. Этот эффект авторами [23] объясняется "разрушением решетки поглощения вследствие акустических явлений, возникающих в среде из-за неоднородного нагрева газа". Фактически эта интерпретация аналогична приведенной в [22] (обе работы опубликованы практически одновременно), но здесь уже для анализа за характерный пространственный масштаб процесса принимается шаг решетки, Л, для . которого характерное время т= Л1 с ^ 1 мкс, а характерное время формирования тепловой линзы не менее 15 мкс. К сожалению, в этой работе не регистрировалось качество обращения и использовалось излучение на 3-х линиях, ее результаты нельзя сравнить с результатами работы [15], и проверить высказанное там предположение о том, что качество обращения может ухудшаться раньше падения коэффициента отражения.

В работе [15], посвященной анализу вкладов резонансной (быстрой) и тепловой (медленной) решеток в эффективность ЧВВ с ББб при длительности импульса больше времени У-Т релаксации, сделан вывод о решающей роли тепловой - медленной решетки. В этой работе указывается, что вклад в эффективность отражения решетки поляризуемости - определяемой непосредственно градиентом (дп!дГ), втрое превышает вклад образующейся одновременно решетки плотности, характеризуемой градиентом (дп!др-др1дГ). Было также показано, что обе эти решетки пространственно неразрывно связаны, и их релаксация происходит одновременно. Механизмами такой релаксации являются достаточно медленные процессы диффузии и температуропроводности с характерными временами 10 ч-100 мкс. Хотя авторы говорят лишь о том, что вопросы быстродействия требуют дополнительных исследований, ссылаясь на не учитываемые в их работе эффекты самодифракции [25], из анализа полученных в [15] данных напрашивается вывод о

непригодности ББб и ББб для компенсации "быстрых" аберраций, возникающих непосредственно в течении импульса генерации.

ЧЙГ

Попытка непосредственной оценки быстродействия ОВФ-зеркала при ЧВВ в ББб описана в [26]. Динамические искажения фазы сигнальной волны создавались путем введения наклона волнового фронта, меняющегося в течение импульса генерации. Изменения фазы вносились дискретно в момент прерывания сигнального пучка. Два сигнальных пучка с длительностью импульса « 2,5 мкс и интервалом между ними « 4 мкс вводились в зону смешения с различной задержкой относительно начала импульса накачки. Исследовался эффект "памяти" - наличие дифракции встречной накачки на решетке, записанной первым сигнальным пучком, для чего ее эффективность сравнивалась с эффективностью дифракции на решетке, записанной вторым пучком. В результате, авторами работы [26] был сделан вывод, что "в случае двух сигналов, разделенных во "времени интервалом 4 мкс динамическое качество обращения второй волны не превышало 0,5", т. е. было сравнительно низким. Таким образом, был сделан вывод о том, что быстродействие ОВФ-зеркала определяется процессами релаксации суммарной решетки показателя преломления и диссипацией энергии накачек, ускоряющей эти процессы. Предполагалось, что эти оценки справедливы и для случая непрерывного изменения фазы сигнальной волны.

Этот вывод в принципе был аналогичен выводам работы [15]. Однако вызывает вопрос соответствия условий эксперимента [26] условиям, реализующимся при ОВФ с меняющимся во времени волновым фронтом. Если считать, что единственным механизмом, способным "стереть" предыдущую реализацию является ее свободная релаксация (релаксация без подвода энергии), то это действительно так. Однако, в случае непрерывного изменения фазы процесс перезаписи решетки происходит с постоянным подводом энергии. В этом случае механизмы, определяющие быстродействие будут иными, и связаны с газодинамическими процессами (движением элементарных объемов газа).

Таким образом, отсутствие надежных экспериментальных данных и теории, описывающей деформацию решетки (голограммы) в процессе ЧВВ излучения длинных лазерных импульсов послужило одним из оснований для постановки данной работы.

Отсутствие прямых измерений быстродействия в условиях деформаций волнового фронта сигнальной волны, возникающих в течение импульса генерации ЭИ СОг-лазеров с длительность импульса 10 н- 20 мкс, а также отсутствие в анализе учета газодинамических процессов, определяющих быстродействие при ЧВВ в ББб, послужило вторым основанием для постановки данной части работы.

Исследованию динамики качества обращения (динамики тепловой решетки) будет посвящена первая часть второй главы. С использованием интерферометрических методов, будет исследован вклад тепловой линзы и деформации тепловой решетки в нарушение оптического качества ОВФ-зеркала в БЕв. Результаты, изложенные в этой части работы, являются обобщением результатов, опубликованных в [24]. Исследованию газодинамических механизмов, определяющих быстродействие при ЧВВ в ББб длинных лазерных импульсов с помощью более совершенной, чем в опубликованных работах, цифровой измерительной техники посвящена вторая часть второй главы представляемой работы [27].

1.2. ОВФ при ЧВВ в активной среде импульсного ЭИ СОг-лазера.

В предыдущем параграфе были рассмотрены среды и процессы, определяющие эффективность и качество ОВФ при ЧВВ, без рассмотрения конкретных схемных решений. Однако, традиционные оптические схемы, используемые в упомянутых выше работах, требуют создания отдельного генератора опорных волн с высоким качеством излучения и схем сопряжения волн накачек. Известно, однако, что внутри устойчивого резонатора встречные волны сопряжены, и, следовательно, могут служить волнами накачки ЧВВ-зеркала. Именно в такой схеме была продемонстрирована одна из первых реализаций ОВФ излучения импульсного СОг-лазера [28]. Такие схемы не требуют разработки схемы формирования волн накачки и с точки зрения упрощения схемных решений являются предпочтительными. Кроме того, активная среда лазера, является еще и усиливающей. Исходя из этого перспективным представляется исследование внутрирезонаторного метода ЧВВ в активной среде самого лазера.

Впервые возможность реализации внутрирезонаторного метода ОВФ при ЧВВ была экспериментально продемонстрирована в [28]. В качестве нелинейной среды в этой работе использовались: кристалл германия, установленный внутри резонатора, и часть активной среды ТЕА СОг-лазера. В этой пионерской работе коэффициент отражения при использовании активной среды самого лазера в качестве нелинейной среды составлял ~ 0,5%. Так как длительность импульса генерации в этой работе составляла 0,4 мкс, то отражение происходило на решетках коэффициента усиления. Для рассматриваемого в данной работе ЭИ СОг-лазера с длительностью импульса 10 н- 20 мкс реализуется тепловой механизм нелинейности, обеспечивающий значительно большие коэффициенты отражения.

Прежде чем перейти к рассмотрению механизмов ЧВВ необходимо проанализировать механизмы нелинейности, которые определяют эффективность ЧВВ в среде ЭИ

ССЪ-лазеров. Естественно также рассмотреть наиболее изученные явления, приводящие к ухудшению расходимости лазера за счет этого нелинейного взаимодействия. Нетрудно видеть, что при реализации ЧВВ в активной среде решается задача, обратная задаче подавления самовоздействия и обеспечения малой угловой расходимости лазера, так как эффекты взаимодействия излучения с активной средой, приводящие при определенных условиях к ухудшению угловой расходимости излучения, используются здесь для записи решеток ОВФ-зеркала на основе ЧВВ.

В импульсных ЭИ СОг-лазерах с длинным импульсом расходимость излучения может более чем на порядок превышать дифракционный предел. Причиной этого является развитие в активной среде возмущений плотности, наведенных излучением, известное в литературе как LIMP-эффект (Laser Induced Medium Perturbation) [29]. Впервые об эффекте светоиндуцированного тепловыделения в импульсном ССЬ-лазере было сообщено Ропером и сотрудниками (1978 г) [30] дая лазеров с устойчивым резонатором. Гортон с сотрудниками (1982 г) [31] опубликовали результаты количественного анализа ухудшения угловой расходимости лазера с неустойчивым резонатором со сглаженным краем и сравнили его с теоретическими оценками. Эти же авторы в том же году [32] опубликовали результаты экспериментального исследования влияния LIMP-эффекта на расходимость излучения лазера с устойчивым одномодовым резонатором, что позволило уточнить теоретическую модель. Однако следует отметить, что одновременно, а может быть и раньше, были выполнены отечественные работы [33, 34, 35], опубликованные несколько позднее, и именно от авторов этих работ автор диссертации узнал о существовании эффекта светоиндуцированного тепловыделения и его влияния на угловую расходимость. Особо следует отметить работу [33], где теоретически показано, что в случае пространственно-однородного энерговклада источником возмущения показателя преломления в ходе генерации излучения является пространственная неравномерность интенсивности излучения. В ряде экспериментальных работ на основе анализа углового спектра структуры поля излучения в дальней зоне и интерференционных измерений был сделан вывод о возникновении в объеме активной среды мелкомасштабных оптических неоднородностей (МОН) [34, 35, 36, 37]. Экспериментальные исследования в [38] обнаружили изменение угловой расходимости излучения, а также перестройку моды генерации ЭИ СОг-лазера с неустойчивым резонатором уже на 4-ой микросекунде после начала импульса генерации. Были обнаружены упорядоченные (вытянутые) вдоль оптической оси неоднородности плотности, наведенные собственным излучением. Из-за упорядоченности расположения

неоднородностей возникало эффективное рассеяние излучения, которое приводило к ухудшению его угловой расходимости. *

Можно выделить три основных явления, анализ которых может лечь в основу рассмотрения динамики эффективности и качества ОВФ при ЧВВ в активной среде ЭИ СОг-лазера. Это: 1) светоиндуцированное тепловыделение и ЭВР, в основе анализа которого лежит решение систем уравнений газовой динамики, электродинамики, теплопроводности, а так же кинетических уравнений; 2) Собственно четырехволновое взаимодействие, в основе анализа которого лежит решение уравнений для светового поля, кинетических уравнений и уравнений газовой динамики, но как правило не учитывающий вязкость и теплопроводность; 3) взаимодействие излучения с плазмой несамостоятельного разряда, при рассмотрении которого учитывается электродинамика плазмы, но как правило не учитывающий теплопроводность среды.

Исследованию механизма светоиндуцированного тепловыделения в активной среде ССЬ-лазера посвящен целый ряд работ [39, 40, 41, 42, 43]. Механизмы вынужденного температурного рассеяния в инвертированном углекислом газе исследовались в [39, 42]. В этих работах дан наиболее полный анализ процессов, приводящих к рассеянию света вследствие зависимости скорости тепловыделения от интенсивности излучения в активной среде СОг-лазера, а в [42] - и для фотодиссоциационного лазера. Рассеяние света при этом происходит на акустических и температурных волнах, условия возникновения которых определяются скоростью тепловыделения в среде и зависимостью ее от плотности и температуры. На основании решений уравнения для электрического поля (уравнения Максвелла) совместно с уравнениями газовой динамики и уравнение температуропроводности в приближении малых возмущений было показано [42], что в активной среде СОг-лазера при углах рассеяния О < 2-10" рад затухание температурных волн становится отрицательным, и стационарный режим рассеяния на них возможен лишь вследствие истощения возбуждающей волны.

В работе [44] на осноЕании представлений об энтальпийном вынужденном рассеянии (ЭВР) рассмотрен эффект развития мелкомасштабных оптических неоднородностей, ориентированных вдоль оптической оси плоского резонатора СОг-лазера. Образование оптических мелкомасштабных неоднородностей рассматривается как результат нелинейного взаимодействия плоской волны, соответствующей невозмущенному полю в резонаторе, с парой равных по амплитуде сфазированных волн распространяющимися симметрично под малыми углами к оси. Из анализа следует, что

основная роль в образовании мелкомасштабных неоднородностей принадлежит рассеянию на акустических волнах. В дальнейшем мы не будем останавливаться на деталях механизма светоиндуцированного тепловыделения за исключением случаев, касающихся интересующей нас задачи - динамики и качества ОВФ. Однако метод анализа и существование двух типов волн окажутся существенными дл& анализа динамики ОВФ при ЧВВ в активной среде ЭИ СОг-лазера.

Теоретически эффект ОВФ при четырехволновом смешении в инвертированном углекислом газе на основе эффекте, светоиндуцированного тепловыделения был исследован в [45], где были рассчитаны основные параметры этого процесса и найдены условия при которых его эффективность выше эффективности ОВФ, • вызванного нелинейностью коэффициента усиления. В этой заботе рассматривается наиболее общий случай, когда ОВФ осуществляется внутрирезонаторным методом, при котором волнами накачки являются встречные волны оптического резонатора. Решение получено на основе уравнений Максвелла и кинетических уравнений, в предположении термодинамического

ч*.

равновесия газа внутри каждой колебательной моды молекул СОг и N2. Было показано, что тепловая нелинейность доминирует над нелинейностью коэффициента усиления при малых углах сведения взаимодействующих волн, поскольку при больших углах (малых периодах решетки) рост амплитуды наведенных фазовых решеток ограничивается

теплопроводностью среды. К аналогичным выводам по поводу превышения эффективности

»

ОВФ на тепловых решетках над эффективностью решеток коэффициента усиления для длинных импульсов генерации пришел и автор [46], но уже с привлечением газодинамического подхода к ЫМР-эффекту. Однако в [46] применялась слишком упрощенная модель, справедливая лишь для начальной стадии взаимодействия пучков в активной среде, так как в этой модели пренебрегалось теплопроводностью и вязкостью газа. В работе [47] теоретически рассматривалась эффективность ОВФ при ЧВВ в движущихся инерционных средах, что особенно важно для ОВФ излучения импульсно-периодических ЭИ СОг-лазеров. В этой работе рассматривались лишь кинетические уравнения с учетом диффузии без решения уравнений газовой динамики. Тем не менее, авторы предсказали зависимость коэффициента отражения ОВФ-зеркала от величины сноса решеток потоком газа, а так же укгизапи на влияние на эффективность изменения амплитуд сигнальной и опорной волн в следствие самодифракции на смещенных фазовых решетках.

Дальнейшее развитие теоретический анализ ОВФ при ЧВВ в инвертированной среде ЭИ СОг-лазеров получил в более; поздних работах этих же и других авторов [48, 49].

г»

Однако, по-прежнему учет физических свойств нелинейной газовой среды сводился лишь к учету ее теплопроводности. Пожатуй впервые исследование динамики ОВФ на тепловых решетках в активной среде (Юг-лазера с длинным 20 мкс) импульсом генерации с привлечением уравнений газовой динамики было предложено в [50], где была описана полная система уравнений сохранения массы, количества движения и сохранения энергии и предложен вариант ее решения. Однако авторы ограничивают свое рассмотрение, пренебрегая теплопроводностью, что соответствует случаю больших периодов решетки, или начальной стадии ее формирОЕания.

В перечисленных выше работах авторы учитывали взаимодействие светового поля с изотропной активной средой, кинетические уравнения, уравнения газовой динамики в различных приближениях. Однако активная среда ЭИ С02-лазера представляет собой еще и плазму несамостоятельного разряда и следовательно анизотропна. Авторами работ [40, 51, 52] был рассмотрен именно этот аспект проблемы, который позволяет по другому взглянуть на динамику ОВФ при ^ВВ в активной среде лазера. В работе [40] теоретически рассмотрен механизм образования мелкомасштабных неоднородностей активной среды импульсного ЭИ СОг-лазера, связанный с абсолютной гидродинамической неустойчивостью плазмы несамостоятельного разряда. В этой работе, как и в последующих [51, 52], уравнения газовой динамики решались совместно с уравнениями электродинамики и была введена связь между возмущениями плотности и проводимости, так как проводимость плазмы несамостоятельного разряда имеет убывающую зависимость от плотности нейтральной компоненты. Обнаружено наличие стоячих (энтропийных) и бегущих (акустических) волн плотности и определены условия их развития. Аналогичные уравнения для малых возмущений плотности были получены в [53], однако в [40, 51] они были получены значительно раньше, и имеют более общий характер, так как описывают нагрев газа по всему объему за счет энерговклада, а так же анизотропное усиление нагрева газа вследствие обратной зависимости электропроводности от плотности газа. В результате показано, что для волн, распространяющихся в направлении, поперечном электрическому полю, энтропийная волна возрастает со временем, а акустическая - затухает. В работе [52] данный анализ распространен на взаимодействие излучения с плазмой несамостоятельного разряда в релаксирующем газе. Показано, что наличие перегревной неустойчивости приводит к абсолютной неустойчивости электромагнитной волны по отношению к мелкомасштабным возмущениям. Однако, и авторы это отмечают, область применения их анализа ограничивается неодно родностями, размер которых больше характерного

диффузного масштаба, так как в исходных уравнениях не учитывается вязкость и теплопроводность газа.

Результаты, описанных выше работ, показывают, что в активной среде при определенных углах рассеяния (углах сведения, в терминах ЧВВ) возможно существование двух типов волн. Этому вопросу посвящено много работ по температурному (энтальпийному) рассеянию, но он до сих пор игнорировался в работах по ЧВВ. Причиной этого является то, что в работах по ЧВВ рассматривались в основном углы сведения, соответствующие углам рассеяния & > 2-10" рад, когда согласно [43], существование акустических волн невозможно. Однако, необходимость получения наибольшей эффективности ОВФ и в первую очередь максимальной энергии отраженного пучка требует использования как можно больших объемов активной среды, а, следовательно, меньших углов сведения. Исследованию эффективности ЧВВ именно в таких условиях - условиях максимальной энергетики отраженного пучка посвящена глава 3 настоящей работы.

Теоретическое рассмотрение ОВФ на основе светоиндуцированного тепловыделения в инвертированном углекислом газе было начато еще в начале 80-ых годов. Так, например, видимо первое такое рассмотрение было проведено в [45] в 1982 г. Лишь значительно позже, и это оправдывается сложностью задачи, в 1990-1991 годах почти одновременно и независимо авторами [48, 50] были опубликованы первые экспериментальные результаты по ОВФ на светоиндуцированной решетке показателя преломления в СОг. Причем в [48] на активной среде ЭИ СОг-лазера был получен коэффициент отражения Я « 50% при энергии отраженного пучка 50 мДж и длительности импульса 5 мкс. В"[50] коэффициент отражения Я составил 0,2% при длительности импульса 20 мкс в ТЕА СОг-лазере. Такое различие в эффективности в этих работах определяется пониженным давлением активной среды (~ ОД атм) в [50], а следовательно приблизительно в 5 раз меньшей мощностью энерговклада в активную среду.

Дальнейшее развитие ОВФ при ЧВВ в активной среде самого лазера получило в схемах взаимодействия с обратной связью - петлевых схем. Так в [49] были теоретически определены коэффициенты отражения и интенсивность обращенной волны для СО2 и СО лазеров, а в [56, 57] с участием автора экспериментально продемонстрирована работоспособность такой схемы, причем полный коэффициент отражения составил величину более 10. Однако рассмотрение этих схем выходит за рамки данной работы.

Таким образом, неоднозначность и сложность теоретического анализа, отсутствие данных по обращению пучков с энергетикой, необходимой для использования ОВФ-зеркала

в реальных оптических системах, фактическое отсутствие экспериментальных данных по качеству ОВФ при ЧВВ в активной среде лазера, отсутствие экспериментальных данных об использовании такого ОВФ-зеркала в импульсно-периодическом режиме работы и явилось толчком для постановки второго направления работы. Основными целями этого этапа работы являлись:

- экспериментальная проверка оценок, вытекающих из анализа перечисленных выше теоретических работ;

- достижение эффективности и энергетики отражения при внутрирезонаторном ЧВВ в активной среде, требуемой для использования его в реальных схемах компенсации аберраций;

- исследование качества ОВФ при ЧВВ в активной среде, демонстрация возможностей компенсации аберрации таким ОВФ-зеркалом.

В главе 3 мы остановимся на одном, на наш взгляд важном аспекте ОВФ при ЧВВ в активной среде лазера, который ранее нигде не рассматривался при анализе ОВФ, но присутствует в работах по ЭВР и неустойчивости волн в плазме разряда. Это наличие двух типов возмущений показателя преломления среды лазера - энтропийного - "стоячая" волна, которая собственно и рассматривалась ранее в работах по ОВФ, и акустического - бегущая волна - которой, в основном, посвящены работы по ЭВР и волнам в плазме.

В диссертации изложены результаты исследований ЧВВ в активной среде ЭИ С02 -лазера с длительностью импульса. 20 мкс [54, 58], в результате которых впервые было показано наличие отражения на двух типах решеток показателя преломления - энтропийной и акустической. Исследован их вклад в общую эффективность отражения. В случае внутри-резонаторного ОВФ обнаружена синхронизация колебаний мощности на выходе резонатора и коэффициента отражения ОВФ-ззркала, вызванных наличием акустической решетки.

Использование более длинной активной среды, оптимизация условий эксперимента позволило коллективу с участием автора в [54, 55] довести энергию обращенной волны до 1 Дж, а также продемонстрировать работоспособность метода в импульсно-периодическом режиме с частотой повторения импульсов 50 Гц. В диссертации (см. главу 3) изложены

т

результаты этих работ. В этой же главе экспериментально продемонстрированы возможности применения такого ОВФ-зеркала для компенсации аберраций составного главного зеркала формирующей телескопической системы как в импульсном, так и импульсно-периодическом режимах работы лазера.

1.3. Использование методов ОВФ и голографических методов для коррекции аберраций телескопических систем.

В последнее время проводится интенсивные теоретические и экспериментальные исследования по разработке оптических схем, обеспечивающих ОВФ-коррекцию аберраций не только многопроходовых лазерных усилителей, но и крупногабаритных оптических систем, формирующих выходное излучение лазера или используемых для наблюдения удаленных объектов [59, 60, 61, 62, 63].

В таких системах нелинейно-оптическое явление обращения волнового фронта используется для компенсации искажений, вносимых в изображение (или в волновой фронт формируемого лазерного пучка) ошибками изготовления и динамическими ошибками различной природы, приводящими к деформации крупногабаритного главного зеркала телескопа. При разработке таких систем используются так называемые невзаимные оптические системы (невзаимные оптические элементы) [60].

При использовании лазерной подсветки для получения изображений удаленных объектов, принцип коррекции основан на том, что лазерное излучение, пришедшее от объекта в какую-либо точку глаЕ;ного зеркала, проходит эту точку дважды, вначале в прямом, а затем, после операции ОВФ, в обратном направлении. Для того, чтобы в результате операции ОВФ излучение формировало изображение объекта в некоторой плоскости, расположенной внутри наблюдательной системы, используются невзаимные оптические элементы, обеспечивающие различие оптических путей пучков в прямом и обратном проходе системы. При условии переизображения главного зеркала самого на себя в обеих проходах осуществляется компенсация его аберраций.' Очевидно, что аналогичным образом, подсветив главное зеркало лазерным излучением, идущим из точки изображения (т.е. обратив систему получения изображения), можно сформировать, введя усилитель, высококачественный пучок, сфокусированный на необходимом расстоянии (в частности на бесконечности).

Первая отечественная работа по экспериментальной реализации коррекции аберраций светосильной телескопической системы построения изображения с использованием подсветки объекта когерентным излучением и ОВФ [73] была опубликована в 1991 году. Данная: система компенсировала аберрации шестиэлементного составного главного зеркала 0 300 мм с ^=1,2м на длине волны А = 0,54мкм. Использовалось четырехволновое гиперзвуковое ОВФ зеркало на ацетоне. Система строила изображение объекта, удаленного на 16,5 м и была сконструирована на принципах,

изложенных в [60]. Точечный объект моделировался излучением лазера, прошедшим отрицательную линзу. Результаты ее исследований показали хорошее согласие с теоретическими оценками. Схема содержала две вспомогательные оптические системы. Первая строила изображение объекта на бесконечности и с помощью светоделителя направляла излучение в ОВФ-зеркало. Вторая, в обращенном пучке, прошедшем тот же светоделитель, восстанавливала искаженное изображение в'"центре кривизны главного зеркала, а изображение главного зеркала на нем самом. После вторичного отражения главное зеркало строило скорректированное изображение объекта в своем центре кривизны. Это изображение объекта имело качество, близкое к дифракционному, при уступах между субапертурами до Юмкм и угловых разъюстировках до 1,5-10"4 рад. Необходимо отметить, что длина оптического пути волн накачки и обращаемой волны выравнивалась с помощью специальной линии задержки. На примере данной схемы наглядно видна основная трудность практической реализации подобных схем: необходимость использования достаточно мощного излучения от объекта, требуемого для реализации ОВФ, и необходимость выравнивания оптических путей излучения от объекта и волн накачки ОВФ-зеркала.

Если рассмотреть схему с ОВФ-компенсацией в обратном направлении - т. е. в качестве объекта использовать некоторый достаточно мощный источник, расположенный вблизи телескопической системы, а излучение направлять в дальнюю зону телескопической системы, то в этом случае обе эти проблемы сравнительно легко решаются.

В [74] была предложена оптическая схема, а в [62] впервые экспериментально реализована схема с дифракционным оптическим элементом (ДОЭ) на главном зеркале (ГЗ), служащем для ввода опорного излучения в узел ОВФ. Этот пучок вводился через отверстие в контррефлекторе, а дифракционная структура рассчитывалась таким образом, чтобы первый порядок дифракции опорного излучения на ней падал на контррефлектор с кривизной, равной кривизне пучка в нулевом порядке дифракции при освещении главного зеркала из бесконечности. В работе продемонстрирована компенсация наклонов главного зеркала до 65-ЛЮ, а диапазон сканирования выходного излучения, которое осуществлялось поперечным смещением опорного точечного источника, составил до 44-ХЮ, причем диапазоны эти были ограничены не принципиальными возможностями метода, а конструктивными особенностями используемой схемы. Так по оценкам данной работы для значений параметров, используемых в экспериментах, основным из которых является 0!Ь = 0,1, где Ь - расстояние от ГЗ до контррефлектора, диапазон компенсируемых углов

наклона может достигать 266-1/D а угол сканирования выходного излучения - 2666-AID Основным достоинством данной работы является демонстрация компенсации динамических аберраций. При этом используемый в эксперименте TEA СО2 лазер работал в импульсно-периодическом режиме с частотой повторения 50 Гц. В качестве узла ОВФ использовалось ЧВВ в SF6, длина еолны X = 10,6 мкм.

Основной особенностью формирующих систем с ОВФ компенсацией является возможность размещения между телескопической системой и узлом ОВФ, усилителя, аберрации которого будут также компенсироваться. Это дает возможность использовать дифракционную структуру с минимальной эффективностью, чтобы не вносить потерь в силовой пучок, формируемый телескопической системой. Подобная схема была продемонстрирована авторами [63] для длины волны 1,06 мкм, с использованием в качестве узла ОВФ, ВРМБ-зеркала. В данной работе была продемонстрирована также компенсация аберраций составного главного зеркала из четырех сферических зеркал диаметром 60 мм и радиусом кривизны 1631,4 мм Общий диаметр апертуры составлял 150 мм. Дифракционный элемент на поверхности главного зеркала соответствовал картине интерференции плоской и сферической волны с центром кривизны, расположенным на оси главного зеркала, на расстоянии 650 мм от его поверхности.

Описанные выше схемы [6:2, 63] являются альтернативными схемам с невзаимными оптическими системами [60, 73], так как не используют устройств переизображения главного зеркала самого на себ*:. Однако основным недостатком этих схем является техническая трудность создания крупногабаритных дифракционных оптических элементов, особенно составных. В работе [59], впервые сообщается о гибридной телескопической системе, в которой так же компенсируются искажения, вносимые всеми элементами выходного тракта, но дифракционная структура нанесена не на главное зеркало, а на контррефлектор. В этой схеме для переизображения главного зеркала применены две вспомогательные системы, а для совмещения путей пробного и силового пучка -дифракционная структура на контр рефлекторе. Подробно функционирование данной схемы, названной ТЕНОКОМ - телескоп с нелинейной компенсацией"- будет подробно приведено в главе 3, где описано применение е этой схеме ОВФ-зеркала на основе ЧВВ излучения ЭИ СОг-лазера в SF6 и активной среде самого лазера. В главе 3 эта схема использовалась для исследования качества ОВФ.

Основным достоинством описанного метода является использование явления обращения волнового фронта. Это позволяет производить коррекцию аберраций

формирующих телескопических систем в реальном времени, т.е. компенсировать динамические аберрации, возникающие в процессе их эксплуатации. Однако применение операции ОВФ является и основным недостатком этих схем при их использовании для получения изображения удаленного объекта. В этом случае реальная система должна быть оснащена мощным лазерным подсветчиком, а при использовании ЧВВ зеркал должно быть также соблюдено условие временной когерентности сигнала от объекта и пучков накачки ОВФ-зеркала, что для удаленных объектов трудно реализуемо.

Существующие с конца 60-х годов [65, 66] методы, основанные на голографической коррекции аберраций, лишены этого недостатка, а также позволяют наблюдать самосветящиеся объекты в достаточно широком спектральном диапазоне.

Не вдаваясь в достаточно давно и хорошо разработанный анализ принципов голографической коррекции, рассмотрим основные этапы развития и реализации этих принципов. Видимо, первыми и основополагающими отечественными работами в этом направлении являются работы Ю. Н. Денисюка и С. Н. Соскина [67, 68], опубликованные в 1971-1972 годах. В этих работах продемонстрирована коррекция аберраций 130-мм главного зеркала с помощью пропускающей голограммы. Упрощенная схема эксперимента [67] представлена на рис. 1.2. Для записи голограммы использовался ггучок, освещающий главное зеркало из центра кривизны. Голограмма записывалась специальной оптической схемой, химически обрабатывалась, а затем устанавливалась на пути объектного пучка в место, где кривизна пучка и масштаб изображения главного зеркала совпадали с записанными на голограмме. Следует отметить две особенности этой работы. Первая -запись голограммы осуществлялась из центра кривизны, что позволяет использовать простые оценки погрешностей коррекции, приведенные в этих работах, для схемы, типа ТЕНОКОМ, использованной нами в экспериментах, где освещение главного зеркала также осуществляется из центра кривизны. Вторая - совместный анализ схем [59, 60, 67] наглядно демонстрирует назначение невзаимных оптических систем,..,а именно - автоматический перенос голограммы из места записи в место восстановления. Кроме того, в работе [68] видимо впервые высказано положение о том, что при наблюдении объектов в широком спектральном диапазоне для компенсации дисперсии голограммы-корректора целесообразно использование дополнительной дифракционной решетки с пространственной частотой, равной несущей частоте голограммы-корректора. Спустя почти 20 лет, авторами [69] было высказано такое же предложение, а в [70] - реализовано, без ссылок на работы [67, 68].

Рис. 1.2. Схема коррекции аберраций главного зеркала телескопической системы с помощью голографического корректора по материалам [68]. 1 -главное зеркало, 2 - голограмма-корректор, 3 - вспомогательная оптическая система для записи голограммы, 4 - лазер - источник излучения, записывающего голограмму, 5 - пучок от объекта, 6 - узел наблюдения.

Из последующих работ можно отметить работу [71], авторы которой продемонстрировали компенсацию аберраций восемнадцатиэлементного составного главного зеркала в трехзеркальном объективе световым диаметром 500 мм. В эксперименте использовалась отражательная голограмма, записываемая непосредственно в составе телескопической системы. В качестве объектного пучка при записи голограммы использовался коллимированный пучок. Дальнейшее развитие работ по голографической коррекции проследим по работам авторов [69, 70, 72].

Более детальное исследование систем с голографическим корректором было предпринято в [69]. В этой работе исследовалась линзовая телескопическая система с тонкой пропускающей голограммой. Использовался объектив телескопа высокого оптического качества, аберрации же вводились фазовым экраном, располагаемым непосредственно после объектива. Голограмма записывалась коллимированными пучком, прошедшим ту же телескопическую систему, но без аберратора, затем обрабатывалась и устанавливалась на прежнее место. Получены как изображения миры, так и

интерферограммы скорректированного и нескорректированного плоского волнового фронта, прошедшего через телескоп. При деформациях волнового фронта более 10-Л остаточные аберрации после коррекции составили менее 0,1-Я (Л = 632,8 нм). В работе проведены исследования внеосевого режима записи голограммы, когда пробный пучок при записи наклонялся относительно оптической оси системы. Показано, что в пределах поля

/ 3

зрения телескопа ±0,8 некомпенсируемые аберрации составляют Atp « 10" рад, хотя такое поле зрения соответствует диапазону изменения угла записи ± 0,8°. Возникает лишь незначительный астигматизм, легко компенсируемый использованием при записи обычных оптических элементов (например, цилиндрической линзы). На следующем этапе в работе [69] рассмотрена схема "реапьнэго" телескопа, когда запись осуществляется не из бесконечности, а излучением лазерного маяка, расположенного на конечном расстоянии от телескопической системы.

Основной вопрос в этом случае заключается в том, как близко к телескопической системе и на каком максимальном расстоянии от оптической оси можно размещать "маяк". В работе [69] показано, что дополнительных аберраций не возникает, если угловой размер главного зеркала из точки расположения маяка не превышает поля зрения телескопической системы, и сам маяк расположен на краю поля зрения системы.

Показано, что до расстояний, соответствующих угловому размеру, определяемому полем зрения телескопа, дополнительных аберраций не возникает. Основным условием отсутствия дополнительных аберраций является точность установки голограммы в плоскости выходного зрачка и точность установки голограммы на прежнее место после обработки. К сожалению, само устройство, используемое для этого, не описано. Очень важным результатом этой работы является определение ширины спектральной полосы пропускания голограммы-корректора, которая определялась в результате записи и восстановления голограммы излучением с разными длинами волн. Получено, что при длине волны записывающего излучения X = 600 нм ширина полосы пропускания голограммы, соответствующая общепринятом)- пределу хроматических аберраций Л/4, составляет ЛЯ=120нм. Получено хорошее совпадение с теоретическими оценками, однако, на последних мы останавливаться не будем, так как они касаются в основном аберраций, возникающих из-за дисперсии имигатора аберраций объектива.

В следующей работе этого цикла [70] развивается концепция голографической коррекции изображения в широком спектральном диапазоне. Для компенсации дисперсии голограммы использовалась спектрометрическая решетка с частотой 600 линий/мм.

Представлены исследования компенсации аберраций как линзового, так и зеркального телескопа с главным зеркалом мембранного типа 0 600 мм. Голограмма восстанавливалась как в когерентном лазерном свете, так и в "белом" свете циркониевой лампы. Для коррекции астигматизма использовалась цилиндрическая линза. Результаты качественно совпадают с результатами предыдущей работы [69]. Однако, отмечены две особенности, ранее не рассматривавшиеся в работах по голографической коррекции. Первая -разрешающая способность при восстановлении изображения в когерентном свете ограничивается возникновением спеклованной структуры (что не наблюдается на интерферограммах). Вторая особенность - влияние дисперсии на разрешающую способность системы, а также зависимости пропускания материала самой голограммы от длины волны восстанавливающего света. Делается вывод о преимуществах восстановления

•V»

изображения в "белом" свете при ликвидации влияния материала подложки и эмульсии голограммы. Нам особенно интересен этот вывод, так как именно этих недостатков лишена, например, используемая в диссертации газообразная нелинейная среда (см. главу 4).

В работе [72] тех же авторов продемонстрирована компенсация аберрации . реального компактного зеркального телескопа 0 0,9 м с относительным отверстием 7*73. При этом запись голограммы-корректора осуществлялась лазерным маяком по внеосевой схеме. Маяк располагался на краю апертуры входного зрачка на расстоянии, равном радиусу кривизны главного зеркала. Аберрации зеркала составляли величину 150-^-250/1. Полные остаточные аберрации составили величину 1,1-Х и являлись чисто сферической аберрацией. Компенсировать эту аберрацию предлагалось внесением дополнительной кривизны в опорную волну. Эти аберрации, как и отмеченный в [69] астигматизм, легко компенсировать обычными малоапертурными оптическими элементами. Дифракционная эффективность использованной голограммы составляла 40%. Интересно отметить, что схема записи и восстановления голограммы в [72] аналогична использованной Денисюком и Соскиным в 1972 году [67] и отличается лишь тем, что запись осуществляется по внеосевой схеме.

Использование традиционных для голографии фотоматериалов не позволяет компенсировать динамические аберрации. В то же время напомним, что решетка, записываемая в нелинейной среде ЧВВ ОВФ-зеркала, является ничем иным как динамической голограммой. В таком случае, записав эту голограмму опорным пучком, подсвечивающим главное зеркало из точки, расположенной вблизи центра кривизны как в [59], а затем считав ее пучком, пришедшим от объекта (а не пучком встречной накачки, как

при ЧВВ-ОВФ), в дифракционном порядке мы можем наблюдать безаберрационное изображение объекта. Демонстрации возможности реализации такого алгоритма для излучения ЭИ ССЬ-лазера посвящена глава 4 данной работы.

Таким образом, основными предпосылками для выполнения работ, изложенных в диссертации, в направлении коррекции аберраций оптических систем ЭИ ССЬ-лазеров явились:

- взаимообратимость изображающих систем и систем формирования излучения, которая основывается на использовании невзаимных оптических систем;

- недостатки схем с ОВФ-компенсацией при получении изображения удаленного . объекта, а именно: необходимость использования мощного лазера-подсветчика, соблюдения условия временной когерентности сигнала от объекта и пучков накачки в случае использования ЧВВ ОВФ-зеркала;

возможность использоЕ;ания в качестве нелинейной среды для записи динамической голограммы-корректора элегаза ЗБб, эффективно использовавшегося ранее как нелинейная среда при ЧВВ излучения импульсных СОг-лазеров.

Взаимообратимость изображающих систем, работающих в когерентном свете, и систем, формирующих излучение, позволяет применить один и тот же тип нелинейности, одну и ту же нелинейную среду (в данном случае ЗБб), одну и ту же элементную базу для реализации как формирующих, так и наблюдательных телескопических систем. Более того, как будет показано в параграфе 4.2, в определенных условиях (для удаленного объекта, а точнее для объекта расположенного в плоскости фокусировки телескопической системы) развитие схем с использованием тесной аналогии между ЧВВ и динамической голографией позволяет реализовать режим "квази-ЧВВ-ОВФ". В этом случае излучение, пришедшее от точечного объекта, возвращается точно на него, не взаимодействуя с опорной волной (волнами накачки ЧВВ ОВФ-зерката).

В диссертационной работе (см. главу 3) представлены основные результаты исследований, посвященных реализации схем типа ТЕНОКОМ с различными ОВФ-зеркалами, выполненных впервые на базе импульсно-периодического электроионизацион-

"V

ного (ЭИ) СОг-лазера. Эксперименты проведены на макете телескопа в стендовых условиях, для которых характерен повышенный уровень вибраций и большая протяженность оптического тракта схемы. Для ОВФ-коррекции аберраций СГЗ использовался процесс четырехволнового взаимодействия (ЧВВ) ИК излучения как в элегазе с изотопически замещенной серой 348Рб^ так и непосредственно в активной среде

задающего генератора.

Первый параграф главы 4 настоящей работы посвящен развитию использования схемы ТЕНОКОМ в "обращенном" виде, т.е. в схеме дголографической коррекции аберраций, при наблюдении объектов. Запись голограммы в нелинейной среде осуществляется пучком, освещают,им главное зеркало из точки, близкой к центру кривизны (как в ОВФ-методе), но считывание ее осуществляется не пучком встречной накачки (в отличие от ОВФ), а излучением, пришедшим от удаленного объекта [75].

Используемая нелинейная с эеда - ББб позволяет достаточно быстро перезаписывать голограмму (что подробно рассмотрено в главе 2), и, следовательно, позволяет компенсировать динамические аберрации. Одновременно снимаются требования, возникающие при использовании ОВФ в системах наблюдения удаленных объектов, к когерентности пучков, записывающих голограмму, и пучка от объекта. Последнее не только значительно упрощает схемы построения системы наблюдения с использованием ОВФ, но и позволяет (при отсутствии дисперсии в нелинейной среде) наблюдать изображение в широком спектральном диапазоне, ограниченном свойствами голограммы.

Дальнейшее развитие данная работа получила в [76] и ее результаты представлены во втором параграфе главы 4. Применение принципа динамической голографии позволило впервые реализовать метод "квазичетырехволнового ОВФ". В этом методе голограмма восстанавливается не фронтом встречной накачки (как при ЧВВ), а фронтом, сформированным из самого объектного пучка, продифрагировавшего на голограмме. Такой метод позволяет фактически реализовать алгоритм "запись-считывание" [77]. То есть возвратить излучение от объекта точно назад на объект, усилив его с одновременной компенсацией аберраций не только усилителя, но и телескопической системы. Так как в этом методе объектный пучок не взаимодействует с другими пучками (накачки, сигнальным), то снимаются ограничения на когерентность, необходимые для реализации ЧВВ-ОВФ.

Представляемые результаты получены при использовании телескопической системы разработанной и изготовленной авторами работы [59] А. А. Лещевым, М. В. Васильевым, В. Ю. Бенедиктовым, П. М. Семеновым. Автор приносит им глубокую благодарность за предоставление готовой материальной части, за оказание содействия в монтаже и эксплуатации телескопической системы, помощь в проведении работы и обсуждении получаемых результатов.

Заключение диссертации по теме «Оптика», Степанов, Владимир Владимирович

Выводы.

В результате проведенных исследований:

- продемонстрирована возможность использованная динамической голограммы, записанной в 348Рб для коррекции аберраций составного главного зеркала телескопической системы ТЕНОКОМ в режиме наблюдения объектов, при этом достигнуто пространственное разрешение системы на уровне 1,2 дифракционного при угловых разъюстировках сегментов до ± 1и поршневых до 50-2;

- в сочетании с результатами приведенных ранее исследований показано, что данный метод соединяет в себе основные свойства ОВФ-метода, в первую очередь его быстродействие, а также метода голографической коррекции, среди которых наиболее важным является отсутствие требования к когерентности объектного пучка с пучками, записывавшими голограмму;

- предложен метод "квазичетырехволнового ОВФ". Метод снимает ограничения на когерентность объектного пучка и пучков накачки. При его использовании в системах, основанных на принципе невзаимных оптических систем, метод позволяет возвращать излучение точно на точечный объект, расположенный в плоскости фокусировки телескопической системы. Метод позволяет компенсировать все аберрации главного зеркала телескопической системы и угловые отклонения объектного пучка. Согласно проделанным оценкам, метод позволяет "обращать" широкополосное излучение с шириной полосы по крайней мере не меньше ширины контура усиления усилителя, что позволяет использовать его в формирующих системах многочастотных лазеров;

- продемонстрировано функционирование метода "квазичетырехволнового" ОВФ в составе телескопической системы ТЕНОКОМ, при этом доля энергии, возвращаемой на объект дифракционного размера составила 0,5 от полной энергии при угловых разъюстировках сегментов шестиэлементного СГЗ до ± 8-ХЮ и поршневых - до 50-Х.

Заключение. "

Основной целью данной работы являлось исследование физических процессов, определяющих качество и быстродействие ОВФ при ЧВВ излучения электроионизационного СОг-лазера с длительностью импульса 10 20 мкс в наиболее перспективных средах с тепловой нелинейностью, а также компенсации аберраций телескопических систем с использованием тепловой решетки показателя преломления на основе единого подхода к использованию методов ЧВВ и динамической голографии.

Проведенные исследования позволяют сделать следующие выводы:

1. Причиной нарушения оптического качества ОВФ-зеркала при ЧВВ на тепловой решетке в ББб может являться не только явление самофокусировки излучения. Обнаружен новый механизм нарушения качества обращения, связанный со смещением штрихов решетки под действием градиентов давления, вызванных неравномерностью распределения интенсивности излучения по апертуре взаимодействующих пучков. Показано, что влияние этого эффекта на качество ОВФ сказывается раньше, чем эффекты самофокусировки.

2. Обнаружен механизм релаксации тепловой решетки плотности под воздействием локальных градиентов давления в газе, приводящий к отслеживанию штрихом решетки штриха интерференционной картины. В этом случае быстродействие ОВФ-зеркала на тепловой решетке в газовой нелинейной среде определяется временем У-Т релаксации колебательных уровней молекулы БРб и газодинамической постоянной времени формирования решетки плотности. На основании измеренного быстродействия сделан вывод о применимости ОВФ-зеркала для компенсации динамических аберраций, возникающих в ЭИ СОг-лазерах и усилителях.

3. В результате проведения более детальных измерений основных параметров ЧВВ в активной среде ЭИ СОг-лазера и усилителя с длительностью импульса 20 мкс обнаружено существование отражения на тепловых решетках двух типов: энтропийной и акустической. Обнаружено влияние акустической (бегущей) решетки на динамику генерации лазера при внутрирезонаторном ЧВВ. Показано, что при малых углах сведения пучков, когда время выравнивания давления поперек штрихов больше времени тепловой релаксации, наличие отражения на акустической решетке приводит к росту коэффициента отражения с уменьшением угла сведения. В результате экспериментов достигнут коэффициент отражения 50% при энергии отраженной волны до 0,2 Дж, что позволяет считать такое ОВФ-зеркало пригодным для применения в реальных адаптивных оптических системах.

4. Продемонстрирована способность ОВФ-зеркала при ЧВВ в активной среде ЭИ СОг-лазера компенсировать разъюстировки сегментов составного главного зеркала в составе телескопической системы ТЕНОКОМ. Показано, что по компенсационным характеристикам ОВФ-зеркало на активной среде не уступает ОВФ-зеркалу на БЕб . Впервые продемонстрирована компенсация динамических аберраций ОВФ-зеркалом на активной среде в импульсно-пери одическом режиме работы лазера с частотой повторения 50 Гц. При амплитуде аберраций ±5-Одиф стабильность оси выходного излучения формирующей телескопической системы составила не хуже 0,5-$диф.

5. Показано, что использование динамической голограммы в 348Еб позволяет получать безаберрационное изображение точечного дифракционного объекта, при этом доля энергии в центральном керне не более чем в 1,3 раза меньше теоретической при разъюстировках сегментов главного зеркала телескопа ТЕНОКОМ на углы до ± 12-ХЮ. Так как время релаксации решетки в 348Рб составляет несколько десятков микросекунд, то частотный диапазон аберраций, компенсируемых такой голограммой составляет несколько килогерц.

6. Использование динамической голограммы, в частности решетки плотности в 348Еб, позволяет не только компенсировать аберрации при наблюдении точечного объекта, но и при доставке излучения на этот объект. Предложен метод "квазичетырехволнового ОВФ", являющийся аналогом метода ЧВВ, когда волна встречной накачки формируется из объектной, продифрагировавшей на голограмме, записанной сигнальной и опорной волнами. При этом в случае совпадения исходной кривизны сигнальной и объектной волн, обеспечиваемого, например, использованием невзаимных оптических систем, осуществляется компенсация аберраций вносимых оптическими элементами, общими для сигнальной и объектной волн, а наклон фронта "обращенной волны" оказывается сопряженным наклону объектной. В этом случае, при расположении объекта в плоскости фокусировки телескопической системы, излучение от объекта возвращается точно на объект. В данном методе снимается ограничение на когерентность объектного пучка и пучков накачки, что в принципе позволяет "обращать" широкополосное, многочастотное излучение с шириной полосы не уже ширины полосы контура усиления усилителя, используемого в системе формирования излучения. Продемонстрировано использование этого метода для компенсации аберраций и фазировки телескопической системы с составным главным зеркалом.

Благодарности.

Пользуясь случаем, автор выражает глубокую благодарность своим научным руководителям В. Е. ШерстобитоЕу и Ю. А. Резункову за постоянное внимание, помощь и поддержку работы, за всесторонние обсуждения и научные консультации. Автор выражает также глубокую признательность своим основным коллегам и соавторам О. Г. Котяеву, А. Л. Сафронову и, особенно, А. А Агейчику, а также всем своим коллегам, участвовавшим в проведении сложных экспериментов. Автор благодарит группу А. А. Лещева за предоставление телескопа ТЕНОКОМ и полезные консультации. С особыми словами благодарности автор обращается к И. А. Соколовой и А. Л. Сафронову за проявленные ими глубокое терпение и стойкость при оформлении материала диссертации.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Степанов, Владимир Владимирович, 1998 год

Литература.

1. Басов Н.Г., Ковалев В.И., Мусаев М.А., Файзулов Ф.С.. Обращение волнового фронта излучения импульсного СОг-лазера. - Труды ФИАН, 1986, т. 172, с. 117-179.

2. Бабаев И.К., Бардаковский C.B., Блинов H.A., Булаев В.Д., Красовский В.М., Лозинский Ю.А., Стацура А.Ю., Чебуркин Н.В., Щекоток O.E. Получение излучения с энергетической силой на уровне тераватт на стерадиан в импульсно-периодической электроионизационной СОг системе задающий генератор - усилитель. - Квантовая электроника, 1991, т. 18, №1, с.6-7.

3. Бетин A.A., Шерстобитов B E. Методы и схемы ОВФ излучения среднего ИК-диапазона. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1987, т.51, №2, с.299-306.

4. ТТТен И.Р. Принципы нелинейной оптики. Пер. с англ. под ред. С. А. Асманова. - М.: Наука, 1989, 560 с.

5. Yariv A. Four-wave nonlinear optical mixing as real time hologram. - Opt. Commun., 1978, vol.25, №1, p.23-25.

6. Зельдович Б.Я., Пилипецкий Н.Ф., Шкунов B.B. Обращение волнового фронта при вынужденном рассеянии света. - УФН, 1982, т. 13 8, №2, с.249-288.

7. Басов Н.Г., Ковалев В.И. и Файзулов Ф.С. Среды для обращения волнового фронта излучения СОг-лазеров. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1987, т.51, №2, с.280-288.

8. Ковалев В.И. Обращение волнового фронта излучения в среднем ИК-диапазоне. Современное состояние и перспективы. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1990, т.54, №6, с. 1066-1072.

9. Зельдович Б.Я., Пилипецкий Н.Ф., Шкунов В.В. Обращение волнового фронта. М.: Наука, 1985, 240 с.

10. Abrams R.L., Lind R.C. Degenerate four-wave mixing in absorbing media. - Opt. Lett., 1978, vol.2, №4, p.94-96.

11. Горячкин ДА., Калинин В.П., Комин И.А., Петрова ИМ. и Романов H.A. Эффективное вырожденное четырехволновое взаимодействие в SFô. - Оптика и спектроскопия, 1983, т.55, вып.6, с. 1089-1091

12. Соколов В.Н., Зинченко В.И.. Чирков В.Н. Тепловая решетка показателя преломления в ОВФ зеркале на элегазе 32SFô и изотопически замещенном элегазе 34SFô. - Оптика и спектроскопия, 1990, т.68, вып.5, сЛ 139-1142.

13. Lind R.C., Steel D.G., Klein M.B. et. al. Phase conjugation at 10,6 pm by resonantly enhanced degenerate four-wave mixing. - Appl. Phys. Lett., 1979, vol.34, №7, p.457-459.

14. Васильев JI.А., Галушкин М.Г., Серегин A.M., Чебуркин H.B. Обращение волнового фронта при четырехволновом взаимодействии в среде с тепловой нелинейностью. -Квантовая электроника, 1982, т.9, №8, с. 1571-1575.

15. Бетин А.А., Зинченко В.И., Калинин В.П., Комин И.А., Соколов В.Н., Чирков В.Н., Шерстобитов В.Е., Ячнев И.Л. Исследование ОВФ-ВЧВС излучения СОг-лазера с длительностью импульса 20 мкс. - В сб.: Обращение волнового фронта лазерного излучения в нелинейных средах, Минск, 1987, с.22-27.

16. Апанасевич П.А., Афанасьев А.А. и Самсон Б.А. Обращение волнового фронта при многоволновом параметрическом смешении в резонансных средах. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1987, т.51, №2, с.270-279.

17. Сухоруков А.П. и Трофимов В.А. Численное моделирование ОВФ при четырехволновом взаимодействии. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1987, т.51, №2, с.340-346.

18. Sherstobitov V.E., Ageichik A.A., Bulaev V.D., Dimakov S.A., Gerke M.N., Goryachkin D.A., .Kalinin V.P, Koval' I., Paryshev E.N., Rezunkov Yu.A., Romanov N.A., Rodionov A. Yu., Stepanov V.V, Zemlyanika V.V. Phase conjugation in a high-power E-beam-sustained C02 laser. - Proc. SPIE, Nonlinear Optical Processes in Solids, 1991, vol.1841, p.135-143.

19. Воронин Э.С., Петникова B.H., Шувалов В.В. Использование вырожденных параметрических процессов для коррекции волновых фронтов. (Обзор). - Квантовая электроника, 1981, т.8, №5, с.917-937.

20. Горячкин Д.А., Калинин В.П., Козловская ИМ. ОВФ-зеркало, накачиваемое СОг-лазером с неустойчивым резонатором. - В сб.: Обращение волнового фронта лазерного излучения в нелинейных средах, Минск, 1987, с.45-50.

21. Горячкин Д.А., Калинин Е!.П., Козловская И.М., Комин И.А., Романов Н.А.,

Шерстобитов В.Е. О подавлении обратной волны при накачке четырехволнового

ОВФ-зеркала СОг-лазером с неустойчивым резонатором. - Квантовая электроника,

f»

1986, т. 13, №3, с.623-629.

22. Антипов О.Л., Бетин А.А., Жуков Е.А., Тургенев С.Г. Влияние нагрева среды на четырехволновое взаимодействие длинных импульсов излучения среднего ИК-диапазона. Препринт №193, ИПФ АН СССР, Горький, 1988, 32 с.

23. Лиханский В.В., Матющенко И.Д., Наумов В.Г., Шачкин JI.B., Шашков В.М. Обращение волнового фронта излучения СОг-лазера с длительностью импульса 40 мкс при четырехволновом взаимодействии в SFö. - В сб.: Обращение волнового фронта лазерного излучения в нелинейных средах, Минск, 1990, с.70-74.

24. Карнаухов Н.В., Резунков К».А., Степанов В.В. Мелкомасштабные неоднородности плотности при параметрическом взаимодействии излучения с газовыми средами. -Квантовая электроника, 1989, т.16, №9, с.1931-1935.

25. Винецкий B.JL, Кухтарев Н.В., Одулов С.Г., Ооскин М.С. Динамическая самодифракция когерентных световых пучков. - УФН, 1979, т.129, №1, с.113-137.

26. Димаков С.А., Калинин В.П., Соколов В;Н. Исследование временных характеристик отражения при ВЧВВ на SFô . - В сб: Обращение волнового фронта лазерного излучения в нелинейных средах, Минск, 1990, с.79-81.

27. Агейчик A.A., Резунков Ю.А., Степанов В.В. Исследование инерционности тепловых динамических голограмм в !4SF6 при четырехволновом взаимодействии излучения импульсного СОг-лазера. - Квантовая электроника, 1993, т.20, №1, с.84-88.

28. Багио И.Дж., Фельдман Б.Дж., Фишер P.A. Эффективное обращение волнового фронта в германии и в инвертированном углекислом газе. - Квантовая электроника, 1979, т.6, №11, с.2318-2324.

29. Шерстобитов В.Е. Угловая расходимость проточных газовых лазеров. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1982, т.46, №10, с. 1905-1914.

30. Roper V.G., Lamberton Н.М., Parcel 1 E.V, J.Manley A.W. Laser induced medium perturbation in a pulsed СОг laser. - Optics Comm., 1978, vol.25, №2, p.235-240.

31. Gorton E.K., Gorton P.J. and Parcell E.W. LIMP in continuously coupled unstable resonators.- J. Phys. D: Appl.Phys., 1983, vol.16, p.517-524.

32. Gorton E.K., Parcell E.W. Thermal defocusing (LIMP) in stable CO2 resonators. - J. Phys.D: Appl. Phys., 1983, vol.16, p.1827-1835.

33. Васильев JI.A., Галушкин M.Г., Серегин A.M., Чебуркин H.B. Нелинейные оптические неоднородности в активных средах газовых лазеров. - Квантовая электроника, 1981, т.8, №9, с.1987-1989.

34. Димаков С.А., Малахов Л.Н., Шерстобитов В.Е., Япгуков В.П. Исследование оптической однородности активной среды электроионизационного СОг-лазера атмосферного давления в присутствии генерации излучения. - Квантовая электроника, 1983, т. 10, №2, с.397-402.

35. Димаков С.А., Пельменев А.Г., Петров В.Ф., Шерстобитов В.Е., Яшуков В.П. О влиянии самовоздействия не. структуру поля электроионизационного СО2 лазера с неустойчивым резонатором. - Квантовая электроника, 1985, т. 12,16, с. 1285-1289.

36. Еременко С.С., Любимов В.В., Семенов В.Е., Степанов А.И., Ячнев И.Л. Влияние мелкомасштабных неоднородностей на энергетическую диаграмму направленности излучения лазеров с неустойчивыми резонаторами. - Квантовая электроника, 1985, т. 12, №8, с. 1705-1708.

37. Боровков Б.Б., Корнилов В.Г., Лажинцев Б.В., Нор-Аревян В.А., Суханов Л.В., Челпанов В.И. Исследование мелкомасштабных оптических неоднородностей в электроионизационном С02-лазере. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1987, т.51, №8, с. 1276-1280.

38. Димаков С.А., Ковальчук Л.В., Пельменев А.Г., Петров В.Ф., Родионов А.Ю., Трусов В.П., Шерстобитов В.Е., Яш\'ков В.П. Влияние тепловой нелинейности на динамику излучения электроионизационного СОг-лазера с неустойчивым резонатором. -Квантовая электроника, 1987, т. 14, №3, с.466-476.

«V

39. Бельдюгин ИМ., Васильев A.A., Галушкин М.Г., Серегин A.M., Чебуркин Н.В. Вынужденное рассеяние света в инвертированном углекислом газе, обусловленное тепловой нелинейностью. - Квантовая электроника, 1983, т.10, №4, с.843-849.

40. Блинов H.A., Бойко В В., Иродов Е.И., Леонтьев И.А., Новодержкин В.И., Синельников В.П., Филиппов С.С., Цацулин М.И., Чебуркин Н.В. Исследование пространственно-временных характеристик излучения импульсного С02-лазера при наличии мелкомасштабных неоднородностей активной среды. - Квантовая электроника, 1985, т. 12, №9, с. 1977-1981.

41. Ковальчук Л.В., Родионов А.Ю. Влияние концентрации N2 и СО2 в рабочей газовой смеси электроионизационного СОг-лазера на динамику светоиндуцированного тепловыделения,- Оптика и спектроскопия, 1988, т.65, вып.6, с.1317-1321.

42. Галушкин М.Г., Земсков Е.М., Клушин В.Н., Орлов Е.Р. Особенности энтальпийного вынужденного рассеяния в активной среде лазеров при зависимости тепловыделения от ее плотности и температуры. - Препринт 191 ФИАН им. П.Н. Лебедева, Москва, 1987,24 с.

43. Галушкин М.Г., Ковальчук Л.В., Родионов А.Ю., Серегин A.M., Чебуркин Н.В., . Устинов Н.Д. Самовоздействие излучения в резонаторе СОг-лазера. - Квантовая электроника, 1985, т. 12, №4, с.868-871.

44. Блинов Н.А., Лезин А.Ю., Золотков В.Н., Чебуркин Н.В. Мелкомасштабные оптические неоднородности в ЭИ ССЬ-лазерах. - Квантовая электроника, 1990, т. 17, №11, с.1436-1439.

45. Васильев JI.A., Галушкин М.Г., Серегин A.M., Чебуркин Н.В. Обращение волнового фронта в инвертированном углекислом газе, обусловленное светоиндуцированным тепловыделением. - Квантовая электроника, 1982, т.9, №6, с.1228-1233.

46. Gorton Е.К. High reflectivity phase conjugation at 10 |дш. - Proc. of the International Conference on Lasers'85, Dec. 2-6, 1985, p.31-36.

47. Бельдюгин И.М., Галушкин М.Г., Земсков E.M. Обращение волнового фронта при четырехволновом взаимодействии в движущихся инерционных средах. - Квантовая электроника, 1984, т. 11, №9, с. 1794-1801.

48. Галушкин М.Г., Димаков А.С.,. Оношко Р.Н., Робачевская М.А., Рубанов А.С., Свиридов К.А., ШерстобитоЕ; В.Е. Обращение волнового фронта при четырехволновом взаимодействии в лазерных средах. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1990, т.54, №6, с. 1042-1052.

49. Галушкин М.Г., Митин К.В., Серегин A.M. Обращение волнового фронта при четырехволновом взаимодействии с обратной связью в активных средах СОг- и СО-лазеров. - Изв. АН , Сер.физ., 1994, т.58, №6, с.60-67.

50. Gorton Е.К., Richmond A.M. Phase conjugation in long pulse CO2 lasers. - Optics Comm.,1991, vol.86, p.341-350.

51. Блинов H.A., Бойко В.В., Леонтьев И.А., Синельников В.П., Филиппов С.С., Цацулин М.И., Чебуркин Н.В. Развитие перегревной неустойчивости в плазме объемного разряда высокого давления. - Журнал вычисл. мат. и мат. физ., 1986, т. 26, №5, с.723-733.

52. Блинов Н.А., Золотков В.Н., Лезин А.Ю., Синельников В.П., Чебуркин Н.В. Тепловое самовоздействие электромагнитного излучения в среде с перегревной неустойчивостью. - Квантовая электроника, 1987, т. 14. №12, с.2540-2542.

53. Jacob J.H., Mani S.A. Thermal instability in high-power laser discharges. - Appl. Phys. Lett., 1975, vol.26, №2, p.53-55.

54. Ageichik A.A., Dimakov S.A., Resunkov Yu.A., Stepanov V.V., Sherstobitov V.E. Four-wave Mixing Radiation in the Gain Medium of E-beam sustained CO2 Laser. - Proc. SPIE, 1991, vol.1840, p. 166-172.

55. Ageichik A. A., Kotyaev О.G., Leshchev A.A., Resounkov Yu.A., Safronov A.L., Stepanov V.V., Vasil'eY M.V., Venediktov V.Yu. Experimental study on phase conjugation of distortion, imposed by telescope elements. - Proc. SPIE, 1996, vol.2771, p.136-140.

56. Агейчик A.A., Котяев О.Г'., Резунков Ю.А., Сафронов А.Д, Степанов В.В. Исследование генерации в схеме четырехволнового взаимодействия излучения в активной среде СОг-лазера с петлей обратной связи. - Оптика и спектроскопия, 1994, т.76, №3, с.498-501.

.т*

57. Ageichik А.А., Kotyaev O.G., Resunkov Yu.A., Safronov A.L., Stepanov V.V. Self-phase conjugation of middle-infrared radiation in active medium of СОг-laser with feadback loop. -Proc. SPIE, 1996, vol.2771, p.l 19-125.

58. Агейчик A.A., Котяев О.Г., Резунков Ю.А., Сафронов A.JL, Степанов В.В. ОВФ на основе эффекта самовоздействия излучения в активной среде СОг-лазера. -Оптический журнал, 1997, т.64, №6, с.28-37.

59. Васильев М.В., Венедиктов В.Ю., Лещев А.А., Семенов П.М. Телескопическая система формирования лазерных пучков с ОВФ-компенсацией выходного тракта. -Квантовая электроника, 1993, т.20, №4, с.317-318.

60. Васильев М.В., Венедиктов В.Ю., Лещев А.А., Пасманик Г.А., Сидорович В.Г. Компенсация искажений изображающих оптических систем с применением ОВФ. -Изв. АН СССР, Сер. физ., 1951, т.55, №2, с.260-266.

61. Menders J., Aprahamian R., Godden J. Phase Conjugated Transmitter Subsystem for Laser Communications. - Proc. SPIE, 1989, vol. 1044, p.255-259.

i/»

62. Андреев P.Б., Волосов В.Д., Иртуганов В.М., Калинин В.П., Кононов В.В., Шерстобитов В.Е. ОВФ-коррекция искажений в формирующем телескопе с дифракционным оптическим элементом. - Квантовая электроника, 1991, т. 18, №6, с.762-767.

63. Андреев Р.Б., Калинцев А.Г., Каминский С.В., Соме Л.Н. Компенсация искажений формирующего телескопа с составным зеркалом и дифракционным оптическим элементом на нем. - Квантовая электроника, 1994, т.21, №4, с.391-393.

64. Резунков Ю.А., Сиразетдинсв B.C., Стариков А.Д, Чарухчев А.В. Моделирование . высокоэнергетических физических процессов с использованием многоцелевых лазерных комплексов. - Оптический журнал, 1994, №1, с.84-94.

65. Upatniehs J., Vander Lugt, and Leitch E. Correction of lens aberrations by means of holograms. - Appl. Opt., 1966, vol.5, p.589-593.

66. Kogelnik H. and Pennington K.S. Holographic Imaging Through a Random Medium. - J. Opt. Soc. Am., 1968, vol.58, p.273-274.

67. Денисюк Ю.Н., Соскин C.H. Голографическая коррекция деформационных аберраций главного зеркала телескопа. - Оптика и спектроскопия, 1971, т.31, вып.6, с.992-999.

68. Денисюк Ю.Н., Соскин С.Н. Голографическое исправление аберраций оптической системы, обусловленных деформацией главного зеркала. - Оптика и спектроскопия, 1972, т.ЗЗ, вып.5, с.994-995.

69. Munch J and Wuerker R. Holograohic Techique for Correcting Aberrations in a Teleskope. -Appl. Opt., 1989, vol.28, №7, p.1312-1317.

70. Munch J., Wuerker R. and Heflinger L. Wideband holographic correction of an aberrated telescope objective. - Appl. Opt., 1990, vol.29, №18, p.2440-2445.

71. Пименов Ю.Д., Кузилин Ю.Е , Синцов В.Н., Ситник Н.А. Голографический корректор в объективе с составным главным зеркалом. - ОМП, 1984, №7, с.23-26.

72. Andersen G., Munch J., Veitch P. Holographic correction of large telescope primaries by proximal, off-axis beacons. - Appl. Opt., 1996, vol.35, №4, p.603-608.

73. Васильев M.B., Венедиктов В.Ю., Лещев А.А., Семенов П.Н., Сидорович В.Г., Солодянкин О.В. Светосильная телескопическая лазерная система с ОВФ-компенсацией искажений составного главного зеркала. - Квантовая электроника, 1991, т. 18, №12, с.1405-1406.

74. O'MearaT.R. Compensation of laser amplifier trains with nonlinear conjugation techniques. -Opt. Eng., 1982, vol.21, №2, 243-251.

75. Ageichik A.A., Dimakov S.A., Kotyaev O.G., Leschev A.A., Resunkov Yu.A., Safronov A.L., Sherstobitov V.E., Stepanov V.V. The use of dynamic holography for correction of aberrations in telescopes. - Proc SPIE, 1996, vol.2771, p. 156-163.

76. Агейчик A.A., Степанов В.В., Резунков Ю.А. Способ обращения волнового фронта излучения, устройство для его осуществления и оптическая схема направления лазерного излучения на мишень. - Патент Российской Федерации №2112265, приоритет от 26 июня 1996 г.

77. Корнев А.Ф., Покровский Е>.П., Соме Л.Н., Ступников В.К. Лазерные системы с внутренним сканированием. - Оптический журнал, 1994, №1, с. 10-25.

78. Ананьев Ю.А. Оптические резонаторы и проблема расходимости лазерного излучения. -М.: Наука, 1979, 328 с.

79. Лойцянский Л.Г. Механика жидкости и газа. - М.: Наука, 1973, 847 с.

80. Бекетова К.К., Белозеров А.Р., Березкин А.Н. Голографическая интерферометрия фазовых объектов. - Л.: Наука, 1979, 232 с.

81. Абрашин В.Н., Апанасевич П.А., Афанасьев A.A., Дриц В.В., Урбанович А.И. Нестационарное обращение волнового фронта при четырехволновом взаимодействии в резонансных средах. - Квантовая электроника, 1985, т.12, №3, с.546-552.

82. Стаселько Д.И. и Сидорович В.Г. К расчету эффективности преобразования световых пучков фазовыми динамическими голограммами. - Журнал технической физики, 1976, т.XLVI, №2, с.359-365.

83. Блинов H.A., Бойко В.В., Леонтьев И.А., Синельников В.Н., Филиппов С.С., Цацулин М.И., Чебуркин Н.В. Развитие перегревной неустойчивости в плазме объемного разряда высокого давления. - Журнал выч. мат. и мат. физики, 1986, т.26, №5, с.723-733.

84. Ананьев Ю.А. О возможности динамической коррекции волновых фронтов. -Квантовая электроника, 1974, т.1,№7, с. 1669-1672.

85. Жижина C.B., Ладыгин H.H., Соколова И.А. Коэффициенты поглощения 34SF6 на линиях генерации СОг-лазера и нелинейная восприимчивость в условиях обращения волнового фронта излучения. - Оптика и спектроскопия, 1990, т.69, вып.4, с.776-779.

86. Ананьев Ю.А.. Авторская заявка №1705404, приоритет от 12 октября 1971 г. Авторское свидетельство №414935.

87. Федоров C.B., Юрьев М.С. Самовоздействие в импульсных СОг-лазерах как причина неустойчивости волнового фронта лазерного излучения. - Оптика и спектроскопия, 1986, т.61, вып.4, с.895-897.

88. Шерстобитов В.Е. Проблемы формирования излучения в двухпроходовом СО2-усилителе с ОВФ-зеркалом. - Изв. АН СССР, Сер. физ., 1983, т.47, №12, с.2397-2402.

89. Милер М. Голография. Перевод с чешского А. С. Сударушкина и В. И. Лусникова. - Л.: Машиностроение, 1979, 207 с.

90. Ковалев В.И. О времени релаксации ОВФ-отражения при четырехволновом взаимодействии излучения в собственной активной среде СОг-лазера. - Квантовая электроника, 1994, т.21, №9, с.895-896.

91. Афанасьев Л.А., Ионин A.A., Киселев Е.А., Климачев Ю.Н., Коротков A.A., Синицин Д.В. Активная среда молекулярных СО2- и СО-лазеров в качестве нелинейного элемента ОВФ-зеркала. - Квантовая электроника, 1994, т.21, №6, с.557-560.

92. Fisher R.A., Feldman B.J. On-resonant phase-conjugate reflection and amplification at 10.6 p,m in inverted C02. - Opt. cs Letters, 1979, vol.4, №5, p. 140-142.

93. Dimakov S.A. Resonators for lasers used in precision technological operations. - ARW in Smolenice (1997), Optical Resonators - Science and Engineering, Kluwer Academic Publishers, printed in Netherlands, 1998, p.311-326.

94. Leith E.N. and Cunha A. Holographic Methods for Imaging Through an Inhomogeneity, -Opt. Eng., 1989, vol.28, p.574-579.

95. Кольер P., Берхарт К., Лин Л". Оптическая голография. Пер. с англ. под ред. Ю.И. Островского. -М.: Мир, 1973, 686 с.