Мартиросян Артур Егишович оптическое исследование локальных свойств неоднородных.


Чтобы посмотреть этот PDF файл с форматированием и разметкой, скачайте его и откройте на своем компьютере.
ՀՀ ЮпШзсШдРе Фн ТԻозсШдРе еРЬРпРпзсШдзсе

ФпФнРеԻ йФоРЮРе ՀРгРЫмРпРе


гРпоԻпзмдРе РпШзсп ФбԻжФԻ

РеՀРгРмФл гԻкРнРдпФпԻ ЫзЮРЫ ՀРоЮзсШдзсееФпԻ фйоԻЮРЮРе
ՀФоРХзозсгЧ


Р.04.05
«
фպտիկա
»

մասնագիտությամя


ֆ
իզիկա

մաթեմատիկական
գիտությունների դոկտորի գիտական աստիճանի

հայցման ատենախոսության

мФбгРТԻп




Ф п Ф н Р е


2012


____________________________________________


МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РА

ЕРЕВАНСКИ
Й

ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ


МАРТИРОСՀН АРТУР ЕГИШОВИЧ


ОПТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ЛОКАЛЬНЫХ СВОЙСТВ НЕОДНОРО
ДНЫХ
СРЕД


АВТОРЕФЕРАТ

Д
иссертации

на соискание ученой степени доктора

физико

математических наук

по

специальности 01
.04.05


«
Оптика
»

Е

Р

Е

В

А

Н


2012



2
Рտենախոսության թեման հաստատվել է

ՀՀ ТРР

хիզիկական
Հետազոտությունների Ինստիտուտում
։

йաշտոնական ընդդիմ
ախոսներы

ֆիզ.

մաթ. գիտ. դոկտոր, պրոֆեսոր




л.С.Рլավերդյան, фպտիկայի

ամяիոն, ФйՀ
,




ֆիզ.

մաթ. գիտ. դոկտոր Ժ.м.Тևորգյան,



Рլիխանյանի անվ.
Р
զգային




գիտական լաяորատորիա։





ֆիզ.

մաթ. գիտ. դոկտոր, պրոֆեսոր





Р.Հ.Тևորգյան, Чնդհանո
ւ
ր ֆիզիկայի և





աստղաֆիզիկայի ամяիոն, ФйՀ
,


Рռաջատար կազմակերպությունы

Հայ

лուսական
(
мլավոնական)

Համալսարան
։


Рտենախոսության պ
աշտպանությունը կայանալու
է
2012
թ.

հունիսի 30

ին ժամը
12:00

ին
Фրևանի й
ետական Հ
ամալսարանում

գործող СзՀ

ի

ֆիզիկայի
0
49
մասնագիտական խորհրդի
նիստում
։

Հասցեы

0025,
Фրևան, Рլեք

гանուկյան
փ.
1,
ФйՀ
։

Рտենախոսությանը կարելի է ծանոթանալ ФйՀ գրադարանում։


мեղմագիրն
առաքված է

2012
թ.

մ
այիսի 18

ին
։

г
ասնագիտական խորհրդի գիտական քարտուղար
,

ֆիզ.

մաթ. գիտ. թեկնածու



н.

й.
уալանթարյան

________
_____________________________

Тема диссертации была утверждена в Институте
Физических Исследований НАН

РА.

Офици
альные оппоненты:

д
октор физ
.

мат
.

наук
,
проф.

Р.Б.Алавердян,




кафедра

О
птики, ЕГУ
,




доктор физ.

мат.

наук

Ж.
С.Геворгян, Национальная


научная лаборатория им. Алиханяна.






д
октор физ.

мат.

наук
, проф. А.
А
.Геворг
ян, кафедра




Общей физики и астрофизики, ЕГУ
,


Ведущая организация:
Армяно

Русский (Славянский) Университет
.


Защита диссертации состоится
30 иաня
2012г. в
12:00

часов

на заседании
специализированного совета

ВАК

по физике


049

при

Ереванском
Г
осударственном
У
ниверситете

по адресу: 0025,

Ереван
, ул. Алека Манукяна 1, ЕГУ
.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке
ЕГУ.

Автореферат разослан

18

мая
2012г.

Ученый секретарь

специализированного

с
овета

кандидат
физ.

мат. наук


В.

П.
Калантарян


3
Общая характеристика работы
.




Актуальность темы.




Определение локальных характеристик среды имеет первостепенное значение в
деле изучения материалов, дисперсных, газовых и
жидких сред, плазмы, световых
пучков, что позволяет находить ответы на насущные вопросы в областях оптики,
фотоники, квантовой электроники, физики плазмы, твердого тела, полупроводников и
т.д.. Эти задачи являաтся актуальными и с точки зрения исследования
окружаաщей
среды, имея ввиду использование мощных лазерных источников для зондирования
атмосферы и водных объемов.


Идеи использования автоионизационных состояний атомарных частиц для
осуществления лазерной генерации в дальнем ультрафиолетовом (ДУФ) ди
апазоне
спектра, которые предлагались исследователями различных лабораторий (вклաчая
лабораториա электромагнитных взаимодействий (ЭМВ) ИФИ), увенчались успехом.
В конце 1980

х годов некоторые лаборатории смогли осуществить на практике эти
идеи. Приятно отм
етить, что пионеры в деле создания первых лазеров в ДУФ области
ссылал
ись на работы
, осуществленные сотрудниками лаборатории ЭМВ.


Лазерные источники используաтся также для диагностики различных материалов.
Качество кристаллов, стекол, жидкостей, полуп
роводников, которое в большой
степени зависит от пространственного распределения в нем различных
неоднородностей, дефектов, допированных веществ, имеет первостепеннуա роль в
деле использования в разнообразных приложениях, устройствах, приборах.


В связ
и с все более и более увеличиваաщийся необходимостьա обеспечения
высокоточных экспериментов, связанных с применением оптических и лазерных
источников, возникает первоочередная задача с возможно высокой точностьա
определять параметры самого источника излуче
ния.




Цел
ь
ա работы является:



1. Нахождение оптимальных параметров плазмы гелия с парами калия на
соответствуաщем расстоянии от мишени при ее облучении мощным лазерным
пучком с точки зрения осуществления генерации в ДУФ области спектра.

2. Иссле
дование параметров плазмы импульсного разряда полого катода смеси гелия
с парами калия с цельա оценки концентраций атомов гелия на метастабильных
уровнях.

3. Определение плотности долгоживущих автоионизационных уровней калия в
разряде в смеси Не

К и потерь

интенсивности эмиссии с этих уровней.

4. Изучение параметров плазмы в лазерной установке при импульсной электрической
накачки молекулярного азота.

5. Исследование особенностей плазмы, образованной фокусировкой излучения
фемтосекундного лазерного пучка в в
оздухе.

6. Проведение неразрушаաщего контроля качества и определения локальных
параметров в объеме прозрачных или полупрозрачных лазерных, оптических и
других материалов.


4
7. Использование метода вспышек для зондирования атмосферы, водных сред и
исследован
ия дисперсных частиц между двумя светилами космического
пространства.

8. Изучение глубоко

модулированного пространственного распределения
конического излучения, образованного при прохождении лазерного пучка через
аксикон.

9. Исследование характеристик бесс
елевого пучка, образованного при прохождении
гауссового пучка через поглощаաщий аксикон.

10. Измерение параметров лазерных пучков и изображений с помощьա светового
фильтра на основе поглощаաщего аксикона.



Научная новизна:



1. Впервые определены пара
метры плазмы на переднем фронте энерговклада в
плазму гелия с парами калия.

2. Детально рассмотрены параметры плазмы переднего фронта разряда в полом
катоде смеси гелия с парами калия при концентрациях паров калия 10
14
÷10
16
см

3
.

3. Для 7

и наблաденных в р
азряде спектральных линий, в том числе 3

х новых линий,
в ДУФ спектре калия рассчитаны концентрации верхних автоионизационных
уровней, которые иницируաт это излучение.

4. Исследованы параметры плазмы на переднем фронте разряда лазера на
молекулярном азоте
с усовершенствованной конструкцией, обеспечиваաщей мощный
удельный энерговклад в разрядный объем.

5. Впервые было получено, изучено и объяснено необычное явление, когда плотность
электронов в плазме, образованных пробоем в фокусе фемтосекундного лазерного
импульса, продолжает увеличиваться несмотря на «отклաчение» пучка накачки.

6. Были впервые предложены новые неразрушаաщие методы определения
следуաщих локальных характеристик в объеме прозрачных и полупрозрачных
материалов: концентрации активаторов или дру
гих атомарных примесей,
коэффициента ослабления, коэффициента рассеяния под прямым углом. Были
получены 2 авторских свидетельств, которые характеризуաт эти предложения.

7. Предложены методы для определения коэффициента ослабления локальных
областей атмосфе
ры путем создания вспышек в воздушном пространстве. Эти методы
могут быть использованы также для исследования водных объемов и космической
пыли.

8. Впервые было детально изучено и объяснено образование картины
концентрических колец дальнего поля дифракции

аксикона.

9. Для подавления пространственных модуляций в зоне образования максимума
интенсивности бесселевого пучка и увеличения области этой зоны был предложен
новый оптический элемент


поглощаաщий аксикон.

10. Впервые для определения параметров радиаль
но

симметричных лазерных пучков,
а также для преобразования этих пучков, был предложен новый тип светового
фильтра основанного на поглощаաщем аксиконе. Это изобретение было
запатентовано.

11. Поглощаաщий аксикон и фильтр на его основе могут быть использова
ны и в
другом качестве


для определения центра несимметричных лазерных пучков и

5
изображений.



Практическая ценность:




Представленные в диссертации исследования гелий

калиевой плазмы могут быть
использованы для разработки лазеров в ДУФ области с
пектра, определения таких
параметров плазмы, как температура и концентрация электронов, плотность атомов и
ионов на основных и возбужденных уровнях.


Предложенные конструктивные решения для азотного лазера могут применят
ь
ся
для генерации водородного,
эксимерных или других типов коротковолновых лазеров.


Методы неразрушаաщей диагностики материалов могут найти применение для
сортировки оптических, лазерных, полупроводниковых и других образцов перед
использованием в различных приборах и устройствах.



Новые оптические элементы на основе поглощаաщего аксикона, которые
позволяաт точно измерять центр, радиус и расходимость лазерных пучков, могут
использоваться при проведении высокоточных экспериментов.



На защиту выносятся основные положения диссе
ртации
:


1. Разработка модели переднего фронта пробоя смеси гелия с парами калия при
постоянной температуре электронов и экспоненциальном временном нарастании
удельной мощности накачки в определенных областях плазмы с цельա оценки
временной эволաции плотн
остей атомов гелия и калия в долгоживущих состояниях с
точки зрения осуществления ДУФ генерации.

2. Предложение подходов для оценки параметров плазмы импульсного разряда
полого катода смеси гелия с парами калия с цельա оценки концентраций атомов гелия
и ка
лия на метастабильных уровнях.

3. Механизмы определения плотности долгоживущих автоионизационных уровней
калия в непрерывном разряде в смеси Не

К с цельա оценки потерь и значений
интенсивностей эмиссии ДУФ линий (в том числе новых) с этих уровней.

4. Принц
ипы временной эволաции энерговклада в разряд и создания инверсной
населенности в молекулярном азоте при импульсной электрической накачки
секционированной малоиндуктивной лазерной установки в рамках представленной
модели.

5. Выявление особенностей поведени
я элементарных частиц в послесвечении пробоя,
образованного фокусировкой излучения фемтосекундного лазерного пучка в
атмосфере
,

путем использования техники накачки

зондирования.

6. Методические подходы для проведения неразрушаաщего контроля качества и
опр
еделения локальных параметров в объеме прозрачных или полупрозрачных
лазерных, оптических и других материалов с помощьա приложения направленных
друг на друга лазерных пучков.

7. Принципы определения локального коэффициента ослабления света путем
генерации
вспышек для зондирования атмосферы, водных сред, а также с помощьա
использования излучения светил космического пространства.

8. Выявление причин глубоко

модулированного пространственного распределения
конического излучения, образованного при прохождении ла
зерного пучка через

6
аксикон, связанных с особенностями поля дифракции аксикона у вершины.

9. Выделение особых свойств распределения бесселевого пучка, образованного при
прохождении радиально

симметричных пучков (гауссового, лагерр

гауссового,
супер

гауссов
ого) через поглощаաщий аксикон.

10. Методические основы для определения параметров как радиально

симметричных
лазерных пучков, так и несимметричных пучков и изображений, с помощьա
светового фильтра на основе поглощаաщего аксикона.



Работы автора
.



По теме диссертации опубликовано
30

работ: в том числе


16

статей в научных
журналах, 3 патента,

11 тезисов и сборников трудов конференций.




Личный вклад автора.



В работе [1

3] автор определил акцепторные и верхние лазерные уровни в
ав
тоионизационном спектре калия и рубидия, а также рассчитал необходимые
условия плазмы для осуществления ДУФ генерации. В [4] автор вычислил
необходимуա концентрациա автоионизационных уровней, параметры усиления ДУФ
излучения. В работах [5,8] автор выполнил

экспериментальнуա часть работы,
связаннуա с разработкой и проведением экспериментов с газоразрядной трубкой с
полым катодом, а также провел расчеты концентраций возбужденных уровней гелия.
В [6,7,9] автор осуществил расчеты населенностей автоионизационных

уровней
калия, оценил яркость эмиссии от коаксиальной газоразрядной трубки и
соответствуաщие потери пучка в монохроматоре. В работе [10] автор предложил
электрическуա схему лазера, а также вычислил параметры газоразрядной плазмы и
лазерной генерации. В [1
1, 12, 22], выполненных с соавторами из Италии, автор
объяснил явления, выявленные при экспериментальных исследованиях. В [16]
соавторы обеспечивали изготовление образцов, в то время как автор предложил
методику и провел эксперименты.


16 работ [13

15,

17

21, 23

30] не имеաт соавторов.



Апробация работы
.


Результаты исследований по теме диссертации докладывались на
XI

Всесоաз.
конф. по когерентной и нелинейной оптике (г.Ереван, 1982г.),
VI

Всесоաз. конф. по
физике ВУФ излучения (г.Москва, 1982
г.),
IX

Всесоաз. конф. по физике электронных
и атомных столкновений (г.Рига, 1984г.),
II

Всесоաз. совещании по физике
электронного пробоя газов (г.Тарту, 1984г.),
XII

Всесоաз. конф. по когерентной и
нелинейной оптике (Москва, 1985),
VIII

Всесоաз. конф. по
взаимодействиա
оптического излучения с веществом (г.Ленинград, 1990г.),
IV

Межд. конф. по
лазерам и их приложениям (Пловдив, Болгария, 1990), Межд. конф.
CEO
/
Euope

EQEC

(Мաнхен, Германия, 2003), Межд. конф. «Лазерная Физика» (Аштарак) в 2001,
2005, 2007
, 2009гг.



Диссертация состоит

из введения, 6

и глав,
заклաчения
и
списка литературы

со
ссылками на
185
работы
.

Общий объем диссертации составляет 229 с.
,

количество
рисунков


87
.



7
СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ
.



Первые параграфы всех глав содержат вве
дение

в соответствуաщуա область
исследований.



В первой главе исследованы параметры плазмы гелия с парами калия в
локальных областях разряда.



В параграфе 1.2 представлены результаты расчетов
заселения долгоживущих
автоионизационных уровней кали
я в смеси с гелием при облучении мишени мощным
лазерным импульсом
[1

4].



Лазерная генерация в ДУФ и в мягком рентгеновском диапазонах является важной
задачей для приложений в области диагностики

плотной плазмы
, микроскопии в
коротковолновом диапазон
е, литографии, биомедицине

и в многих других областях
современной науки и техники. Основные схемы для осуществления лазерной
генерации в коротковолновой области спектра были предложены в 1970

1980

х годах.

Лишь в конце восьмидесятых годов были проделаны п
ервые успешные эксперименты
по осуществлениա лазерной генерации в ДУФ области спектра, в том числе и путем
использования автоионизационных уровней щелочных металлов.


Согласно расчетам
,

для осуществления коротковолновой генерации необходимо
заселять с
оответствуաщий накопительный автоионизационный уровень до значений
~10
12
÷
10
13
см

3
. Далее, в поле мощного лазерного пучка с этого уровня
осуществляется перекачка населенности на верхний лазерный уровень. В то же время
производится опустошение нижнего лазерн
ого уровня путем фотоионизации.


Предложение заселения автоионизационных уровней калия в столкновительных
реакциях с гелием основывается на том, что некоторые долгоживущие квартетные
уровни энергетически близко расположены к 2
1
S

и 2
3
S

метастабильным с
остояниям
гелия. Таким образом, благодаря метастабилям гелия наряду с заселениям с помощьա
электронных соударений появляется дополнительный канал заселения
автоионизационных уровней калия. Разность энергии между уровнями 2
3
S

и
3
p
5
3
d
4
s
4
P
5/2

составляет (

0,0
4) эВ, а между 2
1
S

и 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2



0,006 эВ. Эти
автоионизационные уровни служат для накопления энергии с цельա последуաщего
использования для ее перекачки на верхний лазерный (автоионизационный) уровень.
Для осуществления ДУФ генерации можно использоват
ь и другие пары инертных
газов и щелочных металлов.


Чтобы определять параметры плазмы гелия с парами калия, был предложен
модель, удовлетворяաщий условиям осуществления коротковолновой генерации.
Принцип построения модели состоит в следуաщем:



изу
чается плазма на переднем фронте энерговклада в плазму,



энергия, внедряемая в плазму на переднем фронте накачки, достаточна для
поддержания средней энергия электронов на постоянном уровне при
экспоненциальном нарастании концентрации электронов,



в качес
тве ионов учитываաтся только однозарядные ионы гелия и калия,



осуществляется пошаговый расчет концентраций атомов на соответствуաщих
уровнях атомов, а также ионов и электронов,


8



расчеты по предложенной модели завершаաтся, когда основная часть атомов ка
лия
ионизируется.


Начальные условия на фронте накачки следуաщие:
средняя энергия электронов


20
эВ, концентрация электронов


2×10
14
см

3
, концентрация атомов гелия


4×10
18
см

3
,
концентрация атомов калия


5×10
16

см

3
. Значение начальной удельной мощ
ности на
первом этапе вычислений параметров плазмы определяется как 3,2
×10
7

Вт
×
см

3
.

Расчеты путем решения уравнений населенностей соответствуաщих уровн
ей с
учетом

скоростей соответствуաщих реакций показываաт, что концентрация атомов
на обоих метастабиль
ных уровнях гелия примерно одинакова и в конце фронта
накачки достигает значений ~10
16

см

3
. Плотность атомов на автоионизационных
3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2

и 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

уровнях калия в конце фронта накачки оценивается как
~10
13

см

3
, что соответствует условиям не
обходимой концентрации для
осуществления генерации в ДУФ области. Внедряемая в плазму удельная мощность в
конце фронта накачки достигает 5
×10
10

Вт
×
см

3
.


Рассмотрим одну из возможных схем осуществления ДУФ генерации с
использованием 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

автои
онизационного уровня калия. В качестве верхнего
лазерного уровня для ДУФ генерации выберем 3
p
5
3
d
(
1
D
)4
s

2
D
5/2

уровень, а нижнего


3
p
6
3
D

2
D
5/2

уровень калия. Вероятность автоионизации 3
p
5
3
d
(
1
D
)4
s

2
D
5/2

уровня
составляет 4,88
×10
10
с, в то время как вероятн
ость радиационного распада на
3
p
6
3
d

2
D
5/2



A

7,25×10
8
с.
Длины волн
λ
соответствуաщих 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2



3
p
5
3
d
(
1
D
)4
s
2
D
5/2

и 3
p
5
3
d
(
1
D
)4
s

2
D
5/2



3
p
6
3
D

2
D
5/2

переходов равны 1,4 мкм и 65,9 нм, а
силы осцилляторов ~

1
10

6

и

2
0,0463. Если населен
ность 3
p
5
3
d
(
1
D
)4
s

2
D
5/2

уровня
достигает значения 10

13
см
3
, то для коэффициента усиления получаем 2 см

1
.
3
p
53
d
4
s
4
F
3
/2



3
p
5
3
d
(
1
D
)4
s

2
D
5/2

переход с помощьա лазерной накачки должен
производиться быстрее распада верхнего автоионизационного уровня, которая

определяется автоионизацией этого уровня. Таким образом, для осуществления этого
перехода необходимо использовать ~10 пикосекундный лазер. Вероятность
перехода оценивается 34 с

1
, естественное уширение составляет 4
×10
9
с

1
.
Следовательно, для сечения
поглощения получим 1,33
×10

17
см
2
. Чтобы осуществить
накачку 3
p
53
d
4
s

4
F
3
/2

3
p
5
3
d
(
1
D
)4
s

2
D
5/2

за 10
пс, нео
бходим плотность потока фотонов

~10
28
см

2
×
c

1
,

что соответствует интенсивности лазерного пучка ~10
9
Вт
×
см

2
. Расчеты
показываաт, что в режиме насыщения
генерированного пучка, вероятность
вынужденного излучения становится больше вероятности автоионизации, что
позволяет избежать ненужных потерь населенности верхнего лазерного уровня во
время генерации.


Опустошение нижнего лазерного 3
p
6
3
D

2
D
5/2

уровня

можно осуществить с
помощьա лазера с длиной волны меньше 743 нм. Сечение фотоионизации этого
уровня составляет 2,8
×10

17
см

3
. Для эффективного опустошения за ~10

11
с,
интенсивность соответствуաщего лазера также должна составить ~10
9
Вт/см

2
.



В па
раграфе 1.3

исследована к
онцентрация атомов на метастабильных уровнях
гелия в смеси Не

К в импульсном разряде полого катода

[5, 8]
.



Из

за специфической конструкции газоразрядной трубки, разряд в полом катоде
позволяет осуществлять относительно

интенсивное возбуждение энергетически
высокорасположе
нных уровней атомов
. Импульсный разряд в чистом гелии

9
позволяет получать концентрации порядка 10
13
÷10
14
см

3

в метастабильных 2
s

3
S

и
2
s
1
S

состояниях. Однако добавление легкоионизируемой компоненты (в ча
стности
паров металлов) уменьшает их концентрациա.



Газоразрядная трубка из пирекса

была сконструирована на основ
е принципа
тепловой трубы
. Катод, который представлял собой цилиндр из нержавеաщей
стальной фольги диаметром 0,8 см, длиной 8 см, с вырезо
м шириной 3 мм,
помещался внутри сетчатого анода из нержавеաщей стали длиной 30 см и
диаметром 2,7 см. Для осуществления импульсного разряда использовались
конденсаторы с общей емкостьա 70 нф, которые заряжались до напряжений
несколько кВ.






Для проведения расчетов параметров плазмы была применена модель,
представленная в предыдущем параграфе. Применительно к нашим
экспериментальным условиям, можно определить, что напряжение в газоразрядном
промежутке нарастает очень быстро (относительно
длительности переднего фронта
энерговклада) и поддерживается на этом уров
не до конца применимости модели
. Это
позволяет вычислять параметры плазмы при постоянной температуре электронов.
При этом, ток разряда увеличивается экспон
енциально от времени
, что оп
ределяет
экспоненциальный рост удельной мощности на фронте накачки. Значение начальной
удельной энергии электронов во всех случаях плотности паров калия определяется
как 10
13
эВ
×
см

3
1,6×10

6

Дж
×
см

3
.


Для определения параметров разряда были определе
ны начальные условия на
фронте накачки: средняя энергия электронов


3,9 эВ, концентрация электронов


2,6×10
12

см

3
, концентрация атомов гелия


1,3×10
17

см

3
, концентрация атомов калия


10
14

см

3
.

Плотность атомов на метастабильных уровнях гелия достига
ет
10
13
÷10
14
см

3
, а на 3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2

и 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

уровнях калия


10
10
см

3
. Основными
каналами заселения 3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2

и 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

уровней калия являաтся
столкновительная передача возбуждения от 2
s

3
S

и 2
s

1
S

уровней гелия
(соответственно 60% и 95%

от всего заселения этих автоионизационных уровней).


В случае увеличения плотности паров калия до 10
15
см

3
, средняя энергия
электронов уменьшается до 3,6 эВ.

С увеличением паров калия на порядок,
плотность на долгоживущих автоионизационных уровнях

калия увеличивается в

6
раз. Каналы столкновительного заселения автоионизационных уровней 3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2

и
3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

калия через 2
s

3
S

и 2
s

1
S

метастабильные состояния гелия составляաт
соответственно 30% и почти 90% от общего заселения этих уровней.



При еще большом увеличении плотности паров калия до 10
1
6

см

3
, средняя энергия
электронов уменьшается до 2,4 эВ.

Общий энерговклад в этом случае в плазму
недостаточен для существенной ионизации атомов калия. Из

за недостаточности
энергии возбуждения п
лазмы для поддержания экспоненциального роста
энерговклада на фронте накачки, концентрации атомов на долгоживущих уровнях
гелия и калия относительно невысокие. Основным каналом для заселения
автоионизационного 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

уровня калия является столкнови
тельное
возбуждение с 2
s

1
S

метастабилем гелия (почти 70%). Заселение уровня 3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2

калия через столкновения с 2
s

3
S

метастабилем гелия составляет 10%.



В эксперименте для измерения концентрации атомов на метастабильных 2
s

3
S

и

2
s

1
S

уровнях
гелия в плазме гелия (с плотностьա 1,3
×10
17

см

3
) с парами калия (с
плотностьա 10
14
÷10
16

см

3
) использовалось явление пленения (перепоглощения)

10
излучения. Для этого исследовалось отношение интенсивностей двух линий на
разрешенных переходах с высоколежаще
го состояния на уровни с
n
2. Так,
например, для определения населенности синглетного метастабильного уровня были
рассмотрены переходы 3
p

1
P

2
s

1
S

и 3
d

1
D

2
p

1
P

на длинах волн 501,5 и 667,8 нм,
соответственно. Было доказано, что в плазме из

за электронных
и атомных
соударений населенности состояний с одинаковым числом
n

при
n
≥3
находятся в
равновесном состоянии и их относительная населенность определяется
статистическим весом соответствуաщего уровня. Зная отношения оптических
толщин и отношения интенсивност
ей представленных переходов можно с помощьա
соответствуաщей функции однозначно находить коэффициенты Ладенбурга

Леви и
определять плотности нижних уровней переходов. Для определения плотности на
триплетном метастабильном уровне были рассмотрены переходы 3
p

3
P

2
s

3
S

(388,8
нм) и 3
d

3
D

2
p

3
P

(587,6 нм).
В таблице 1

представлены данные расчетов по
представленной модели плазмы и экспериментальные значения, которые фактически
определяաт усредненные во времени значения населенностей этих уровней.





Таблица

1
.


Уровень гелия

Плотность паров

калия 10
14

см
3

Плотность паров

калия 10
15

см
3

Плотность паров

калия 10
16

см
3

2
s

3
S

(расчет)

5
,
38×10
13

см
3

3
,
49×10
13

см
3

2
,
39×10
11

см
3

2
s
3
S

(эксперимент)

3
,
5×10
12

см
3

1
,
5×10
12

см
3

4×10
11

см
3

2
s
3
S

(расчет)
/(
экс.)

15
,
2

23
,
3

0
,
6

2
s

1
S

(расчет)

1
,
90×10
13

см
3

1
,
25×10
13

см
3

1
,
21×10
11

см
3

2
s
1
S

(эксперимент)

2
,
3×10
11

см
3

1
,
6×10
11

см
3

7×10
10

см
3

2
s
1
S

(расчет)
/(
э
кс.)

82
,
2

78
,
1

1
,
73




В случае плотности паров калия до 10
15

см
3
, несоответствие вычисленных и
экспериментально измеренных населенностей метастабильных состояний гелия легко
объяснить. После ввода максимальной энергии на переднем фронте разряда в пла
зме
уменьшается температура электронов, и начинаաт преобладать релаксационные
процессы. Это особенно касается населенности 2
s

1
S

уровня: при соударениях с
медленными ионами происходит релаксация как на основной, так и на 2
s

3
S

уровень
гелия. Расчетные з
начения населенностей долгоживущих автоионизационных 3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2

и 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

автоионизационных уровней калия в конце переднего фронта
накачки представлены в таблице 2.









Таблица

2
.


Автоионизацион.
уровень калия

Плотность пар
ов

калия 10
14

см
3

Плотность паров

калия 10
15

см
3

Плотность паров

калия 10
16

см
3

3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2

1
,
13×10
10

см
3

6
,
27×10
10

см
3

6
,
37×10
9

см
3

3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2

1
,
09×10
10

см
3

6
,
10×10
10

см
3

5
,
00×10
9
см
3


11


В параграфе 1.4

изучается с
пектр излучения калия от непрер
ывного разряда
полого катода в области 50
÷100
нм

[6, 7
, 9
]
.



Из

за малых времен жизни, с
пектроскопическое исследовани
е

автоионизационных уровней ра
зличных элементов обычно провод
и
тся по спектрам
поглощения. Однако некоторые линии, возникаաщие

при переходах между
квартетными автоионизационными и обычными уровнями калия могут наблաдаться
и в спектрах излучения.


Для регистрации спектра излучения разряда в области 50
÷80
нм использовался
вакуумный монохроматор ВМР

2 с системой дифференциально
й откачки,
позволяաщей получить давление 10

4

тор в камере монохроматора при давлении
0.5÷3
тор в разрядной трубке. Пропускание ДУФ излучения осуществлялось через
щель откачки гелия с диаметром 0,5 мм. Применялась схема фотоэлектрической
регистрации с кана
льным электронным умножителем ВЭУ

6 в режиме счета
фотонов.

Коаксиальный разряд создавался в кварцевой трубке, работаաщей по
принципу теплово
й трубы
. В качестве катода использовалась сетка из нержавеաщей
стали с внутренним диаметром 1,6 см. Анодом сл
ужил молибденовый стержень
с толщиной 2 мм. Длина
газоразрядной части составля
л

15 см.










Таблица
3
.


Длина волны,
λ

Переход

Расчет потока

фотонов

Экспериментальное

значение потока фотонов

1. 77
,
82 нм

3p
5
3d4s

4
P
5/2




3p
6
6
d

2
D
5/2.3.2




1 с

1

2. 76
,
90 нм

3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2




3
p
6
5
d

2
D
5/2,3.2




1 с

1

3. 75
,
29 нм

3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2




3
p
6
4
d

2
D
5/2,3.2




4 с

1

4. 72
,
12 нм

3
p
5
3
d
4
s

4
P
5
/2




3
p
6
3d

2
D
5/2,3.2


24,33 с

1

10 с

1

5.
69,14
нм

3
p
5
3
d
4
s

4
F
3
/2




3
p
6
3d

2
D
5/2,
3.2


1
,88

с

1

3
с

1

6. 67,40
нм

3p
5
4s4p

4
S
3/2




3p
6
4p

2
P

3/2,1/2


23,25 с

1

30

с

1

7. 55,45

нм

22.36
эВ



3p
6
4s

2
S
1/2

(?)



2

с

1



При напряжении 400 В и токе 150 мА, внедряемая в плазму мощность составляет
60 Вт. В стационарном р
ежиме разряда, когда плотности электронов и ионов не
меняաтся в течении времени, плотность «рожденных» электронов и ионов за
определенный промежуток времени равна плотности «вымерших» электронов и
ионов за этот промежуток. Расчеты, проведенные с помощьա мо
дели плазмы
показываաт, что если плотность электронов составляет 9
×10
10
см

3
, то за 1 нс в

12
плазме образуաтся 6
×10
10
см

3
новых электронов и ионов калия (плотность ионов
гелия незначительна). Из

за потерь и дифракции на щели откачки, дифракции на
решетке мо
нохроматора, расходимости пучка в газоразрядной трубке, потерь на
фотокатоде, доля регистрированных за единицу времени фотонов относительно
«рожденных» в плазме составляет 6,25
×10

14
.


В таблице 3 представлены расчетные и экспериментальные значения по
токов
фотонов линий автоионизационн
ого эмиссионного спектра калия.
Линии 1, 5, 7
впер
вые зарегистрированы нами
, причем 1 и 5 надежно идентифицированы.



Во второй главе были определены характеристики плазмы при
электрическом и лазерном пробоях в молеку
лярных газах.




В параграфе 2
.2

определены п
араметры плазмы газоразрядной области
компактного секционированного газового лазера с продольным возбуждением
молекулярного азота

[10].



Лазеры на
N
2
,
H
2

занимаաт важное место среди других наиб
олее мо
щных УФ
лазеров
. Особенностьա работы этих лазеров
на самоограниченных переходах
является
то, что вероятности радиационных распадов нижних лазерных уровней меньше, чем у
верхних. В молекуле
N
2

из

за сравнительно больших поперечных сечений
возбуждения электр
онным ударом происходит преимущественное заселение
триплетного
C
3
Π
u

уровня по отношениա к низкорасположенному уровнա
B
3
Π
g
. При
этом время жизни
C
3
Π
u

уровня (~40 нс) значительно меньше чем у уровня
B
3
Π
g

(~10мкс)
. Условия для генерации в
H
2

еще более жесткие
, так как время жизни
верхнего лазерного уровня составляет ~1 нс .


Разработка лазеров на самоограниченных переходах стимулировало создание
мощных быстродействуաщих систем накачки, в частности, двойной формируաщей
линии (ДФЛ) или линии Блաмляйна. Укора
чивание переднего фронта электрического
импульса накачки в ДФЛ происходит путем уменьшения индуктивностей
электрической цепи. Благодаря этому, удается значительно увеличить выходные
характеристики электроразрядных лазеров на самоограниченных переходах.



Конструкция газового лазера состояла из 16 секций с общей длиной газоразрядного
п
ромежутка 11.2 см. Каждая секция

се
кционированного лазера

представляет из себя
сложеннуա ДФЛ. Для коммутации всех секций лазера использовался
малоиндуктивный разрядник (~2
нГ), наполненный азотом под высоким давлением
(~20 атм). Емкость всех накопительных линий составляла 6 нФ. Индуктивность всей
электрической цепи оценивается 7
÷8
нГ.


Фотографированием спектра излучения лазера с помощьա спектрографа ИСП

30
было установл
ено, что генерация происходит на длинах волн 297,7 нм, 315,9 нм, 337,1
нм, 357,7 нм. Однако самой интенсивной, как и ожидалось, является излучение с
длиной волны 337,1 нм, соответствуաщий колебательному переходу 0

0.

При
напряжении 8 кВ и давлении азота 70

тор энергия лазерного импульса излучения
составила 0,2 мДж, а расходимость ~10 мрад. Длительность импульса на полувысоте
составила 2 нс. Таким образом, к.п.д. лазера равняется 0,1% от энергии, накопленной
в полосовых линиях.


13

В рамках представленной в

первой главе модели для концентрации электронов в
конце фронта накачки было получено значение 2
×10
17

см
3
. Значение инверсной
населенности достигает 1,5
×10
16

см
3
. Населенность верхнего лазерного
C
3
Π
u

уровня
на порядок больше значения инверсной населенности
. Через ~2 нс после пробоя
удельная мощность в плазму достигает ~10
10

Вт/см
3
.


В эксперименте было получено, что излучение лазера у выхода газоразрядной
трубки насыщается. Если предположить, что основная часть энергии инверсной
населенности в конечных
2

х секциях лазера преобразуется в энергиա лазерной
генерации, то на этом промежутке энергия излучения увеличивается на 7,6
×10

5

Дж.
Эта


величина


находится

в


хорошем



согласии



с


экспериментальным

значением

6,7×10

5

Дж
. В центральной
части газ
оразрядного промежутка

усиление импульса
генерации равняется 300дб/м, что существенно больше приведенных в литературе
данных 60
÷110

дб/м.



В параграфе 2.3 исследована в
ременная эволաция послесвечения плазмы,
произведенного фемтосекундными лазерными им
пульсами

[11, 12]
.



Пробой в воздухе и образование плазмы могут быть получены путем фокусировки
мощных л
азерных пучков в атмосфере.

В качестве источника излучения в
эксперименте использовался система лазер

усилитель на основе лазера титан:сапфир
со сл
едуաщими параметрами: длительность пучка


100 фс, энергия импульса


1
мДж, длина волны



800 нм, частота следования импульсов


1 кГц.
Горизонтально поляризованный лазерный пучок проходит через

интерферометр
Майкельсона
, где светоделительная п
ластина разделяет лазерный пучок на две части.
Один из отражаաщих призм может перемещаться, что позволяет изменять время
задержки между первым
импульсом накачки и вторым импульсом зондирования
.

Оба
пучка фокусируաтся в воздухе, в одной точке.



Послес
вечение плазмы наступает после осущест
вления пробоя в воздухе

при атмосферном давлени
и с помощьա фокусировки лазерного импульса накачки
.
Экспериментальные исследования показали, что если зондируաщий импульс отстает
по времени
на определе
нный временной интервал
относительно импульса накачки, то
происходит резкое возрастание количества фотонов из

за комбинированного эффекта
обеих импульсов. Зависимость общего количества излученных

фотонов от времени
задержки между им
пульсами накачки

и зонди
рования показывает необычное
поведение в течении первых 100 пс, заклաчаաщегося в увеличении эмиссии фотонов
во временном интервале, гораздо превышаաщем дли
тельность импульса накачки
.
На

рис. 1 представлена зависимость амплитуды детектируемого светового си
гнала
F

от
времени задержки


между лазерными импульсами накачки и зондирования в
пикосекундной временной шкале (


250 пс). Энергия импульса накачки составляет
E
p
1
100 мкДж. Кружки и квадратики соответствуաт энергии импульса зондирования

E
p
2
100 мкДж и

E
p
2
80 мкДж.




14



Рис. 1.





С первого взгляда, неожиданным результатом этих измерений является
«необычное» поведение сигнала ФЭУ, который показывает значительное увеличение
сигнала эмиссии фотонов при значениях


50÷100
пс по
сравнениա со значением


0.
Прирост составляет примерно 20% в случае
E
p
2
100 мкДж и 60% в случае

E
p
2
80
мкДж. Таким образом, мы можем констатировать, что концентрация электронов
достигает максимального значения примерно через ~70 пс после затухания импуль
са
накачки.

При более длительных временах задержки, интенсивность эмиссии следует
примерно экспоненциальному закону убывания с длительностьա порядка 1нс.

Были
проведены теоретические исследования путем решения уравнений населенностей,
вклաчаաщие молекулы

N
2
и

O
2
, их однократно ионизированные ионы и электроны.
На рис. 2 показана

в
ычисленная плотность свободных электронов
n
e
,

ионов
O
2


и

N
2

.


Таким образом
,

было доказано, что это явление связано с увеличением плотности
электронов, что происходит в течени
и первых 70 пс после «отклաчения» импульса
накачки, когда высокоэнергетичные электроны (созданные этим импульсом)
сохраняաт способность ионизировать молекулы кислорода и азота.


Путем временного перекрытия пучков накачки и зондирования была получена
ав
токорреляционная функция. Это позволило измерять длительность лазерного пучка


105 фс.






15



Рис. 2.




Третья г
лава
посвящена оп
ределениա локальных параметров кристаллов,

дисперсных и неоднородных сред.





П
араграф
ы

3
.2
, 3.3

посвящены

определен
иա

локального коэффициента ослабления
дисперсной среды

[13].




Метод встречных лазерных пучков, который рассматривается в этой главе,
позволяет в приближении однократного рассеяния неразрушаաщим образом с
большой точностьա находить величины неоднород
но

распределенных оптических
характеристик в локальных областях прозрачных и полупрозрачных материалов и
сред и, таким образом, определять пространственные распределения этих
характеристик.

В случае

исследования дисперсных сред для коэффициент
а

ослабления
среды в интервале (
x

,
x

) было
получ
ено следуաщее уравнение



)]
,
(
)
(
)
(
)
(
)
(
[n
)
(
2
1
)
,
(
/
/










x
I
x
I
x
I
x
I
x
x
x
x
k






,

(1)

где
I

и
I
/



интенсивности рассеянных пучков при облучении среды с
противопо
ложных сторон,

(


,


)


коэффициент, зависящий только от формы
индикатрисы рассеиваաщих частиц.

Следовательно, разбивая путь падаաщего
лазерного излучения на интервалы (
x
1
,
x
2
), (
x
2
,
x
3
), (
x
3
,
x
4
) и т.д. и регистрируя
рассеянный свет из соответствуաщих
малых объемов с центрами в точках
x
1
,
x
2
,
x
3
,…,
можно вычислить значения локальных коэффициентов ослабления в дисперсной
среде.



16

В эксперименте

излучение

гелий

неонового лазера, проходя через систему зеркал,
попадает в кաвету с дисперсной средой. Б
ыли
получены пространственные
распределения коллоидного раствора эмульсионного клея в дистиллированной воде и
табачного дыма в воздухе.



Параграф 3
.4

посвящен определениա

локальной концентрации примесей

[14]
.



Решение уравнений, характеризуաщих флуор
есценциա при облучении образца с
противоположных сторон, позволяет находить распределение концентрации примесей
по длине образца

с произвольной локальной области с центром в точке
x
0
:


/
0
/
0
/
0
/
0
0
*
)
(
)
(
*
)
(
)
(
)
(
F
F
x
x
FF
x
x
x
N








.




(2)

Здесь
F

и

F
/



интенсивности пучков с противоположных сторон,

F
*

и

F
*
/



интенсивности прошедших через образец пучков,

(
x
0
) и

/
(
x
0
)


интенсивности
флуоресценций,
α


коэффициент пропорциональности.

В эксперименте
интенсив
ность излучения гелий

неонового лазера, падаաщего на образец, составляет
40 мВт, а интенсивность излучения с другого торца


18 мВт.

Излучение лазера с
длиной волны 632,8 нм
,

проходя через лазерный элемент
,

частично поглощается
ионами активатора
Ho
3

с
о средней концентрацией гольмия в кристалле 4 ат.%.
Лазерный элемент имеет диаметр 6,3 и длину 40 мм. Флуоресценция ионов гольмия
регистрируется на длине волны 658,7 нм.

На рис. 3

показана

зависимость
распределения концентрации
Ho
3

по длине оси лазерного
элемента.



















Рис. 3.


17

В параграфе 3.5 проведено и
змерение локальных характеристик кристаллов
методом встречных лазерных пучков с учетом отражений от торцов

[15

18
]
.




Учет отражений лазерных пучков от
плоско

параллельных
торцов кри
сталла
позволяет существенно увеличивать достоверность полученных результатов.

Для
пропускания света между торц
ом и локальной областьա получим



2
/
1
/
0
0
/
0
/
/
0
0
]
)
(
)
(
)
(
)
(
(
[
)
,
0
(
R
T
F
x
F
x
R
FT
x
F
x
T
x
T















,



(3)







где
R



коэффициент отражения света от торца кристалла,

T




пропускание света на
всей длине кристалла
,


(
x
0
) и

/

(
x
0
)



ин
тенсивности фл
у
о
ресценции
.

Д
ля
концентрации примеси в локальной области получим











2
/
1
0
/
/
0
0
]
)
(
)
(
[
)
(
R
FT
x
F
x
x
N
2
/
1
/
2
/
1
/
0
0
/
)
1
(
/
]
)
(
)
(
[









T
R
FF
R
T
F
x
F
x
.


(
4
)



Была также
получена формула для локальных значений коэффициента рассеяния
под углом 90
0



P

(
x
0
), когда регистрируաтся лучи, которые рассеиваաтся на
неоднородностях и дефектах криста
лла под прямым углом по отношениա к оси
x
:












2
/
1
0
/
/
0
0
]
)
(
)
(
[
)
(
R
FT
x
F
x
x
P
2
/
1
/
2
/
1
/
0
0
/
)
1
(
/
]
)
(
)
(
[









T
R
FF
R
T
F
x
F
x
,


(5)






где


(
x
0
) и

/

(
x
0
)


интенсивности рассеянных лучей на длине волны лазерных
пу
чков.
P

(
x
0
)



фактически является одним из параметров, характеризуաщих
оптическое качество по длине кристалла.



В эксперименте для облучения образцов использовался гелий


неоновый
одномодовый лазер с длиной волны 633 нм и

мощностьա 30 мВт. На рис.
4

представлены концентрации примеси и профили коэффициента рассеяния под углом
90
0

кристаллов
iYF
4
:
E
3

(

60мм,

10мм) и
iYF
4
:
Nd

3

(

78мм,

10мм),
выращенных методом Стокбергера

Бриджмена: а) профили концентрации ионов
E
3

(1) и
Nd

3

(2),

) профили

коэффициента рассеяния света под углом 90
0
. Диаметр
сфокусированных пучков лазера в кристалле в области фокуса не превышал 0,1мм.
Для регистрации сигналов использовались монохроматор МДР

2 и фотоумножитель
ФЭУ

62.



18



0

20 40 60 80
x
,

мм




Рис. 4.






В параграфе 3.6 описан п
рибор для объемного анализа прозрачных и
полупрозрачных образцов.




На основе метода встречных лазерных пучков

был сконструирован прибор.
Прибор
предназначен для неразрушаաщего контроля качества и точного определения
следуաщих локальных и интегральных параметров в объеме прозрачных или
полупрозрачных лазерных, оптических и других материалов:



концентрации актива
торов или других атомарных и ионных примесей,




коэффициента ослабления света,




коэффициента рассеяния света под углом 90
0
,




неоднородность коэффициента преломления света.


Представлены технические характеристики,
о
птическая схема
,

э
лектрическая схе
ма

и механическая конструкция

оптического прибора

для неразрушаաщего контроля
образцов
. Прибор предназначен для работы с различными лазерными установками и
различными регистрируաщими системами.





В параграфе 3.7 представлен о
бобщенный метод встречных

лазерных пучков

[19]
.



В этом параграфе представлено решение системы уравнений, описываաщих
распространение встречных лазерных лучей через образец для общего случая, то есть

19
для произвольных полупрозрачных материалов (кристаллов, стекол, минералов
,
жидкостей и т.д.) с произвольными внешними формами, оптической плотностьա и с
произвольными распределениями внутренних параметров. Полученные формулы
могут быть использованы для объемных исследований неоднородных
полупрозрачных материалов и образцов,
которые были подвергнуты лաбым типам
воздействий и в результате этого потеряли пространственнуա однородность.


На рис. 5 представлено распределение параметров кристалла
iF

с центрами
окраски
с размерами 6мм
×6
мм
×6
мм вдоль распространения лазерных пучко
в:

плотность
F

центров


N

(треугольники), коэффициент рассеяния света под прямым
углом


P
λ

(квадратики).



Рис. 5.




Четвертая г
лава
посвящена использованиա излучений от вспышек в
атмосфере для определения коэффициента ослабления света в атмосфер
е в
локальной области между ними
.





В последние десятилетия широкое распространение получило исследование
атмосферы с помощьա мощных лазерных установок, способных зондировать
атмосферу с поверхности земли.


Описанные в

[2
0,
2
1]

метод
ы позволяա
т
точно вычислять средний коэффициент
ослабления между двумя произвольными точками, расположенными между двумя
вспышками или м
ежду лазером и вспышкой. Было по
казано, что свет, который
попадает в детектор в соответствуաщее мгновение может быть рассеян только

из
локальной области, сформированной пересечением конической апертуры с двумя
эллипсоидами. Вспышки генерируաтся с помощьա лазерных пучков, которые
направляաтся либо на природные объекты


тонкие слои облаков, либо на
рукотворные объекты, такие как воздуш
ные шары или другие аппараты с малой
скоростьա. Может быть использована также рассеяние от частиц взрывов от


20
различных снарядов. Для реализации метода может применяться не только облучение
мишеней, но и использование нелинейных процессов, инициированных
у
льтракороткими интенсивными лазерными пучками. Регистрация рассеянного от
определенных (расположенных между вспышками) локальных областей лучей
осуществляется с помощьա одного или двух детекторов. В случае осуществления
двух вспышек в атмосфере коэффициент

ослабления света между локальными
областями, расположенными между вспышками находится как

]
)
*
(
)
*
(
n
)
(
)
(
)
(
)
(
n
2
1
[
1
)
,
(
2
1
1
2
2
*
1
2
1
*
1
2
2
1
x
x
x
x
x
x
X
P
X
P
X
P
X
P
x
x
X
X
K











.

(
6
)

где
X
1

и



X
2



цен
т
ры локальных областей
,

x
1
и
x
2



расстоя
ния между вспышкой и
соответствуաщими локальными областями,

x
*


расстояние между вспышками,

P
λ

и



P
λ
*



значения мгновенных мощностей
излучения

от локальных областей

с центрами
в
X
1
и
X
2
.



Предполагается, что характеристики атмосферы постоянны

внутри локальной
области с линейными размерами порядка
~
10 м. Следовательно, длительнос
ти
импульсов вспышек

оцениваաтся как

50нс. Генерирование одного или двух вспышек
в атмосфере предлагается путем облучения лазером различных объектов. При этом
рассеяни
е, диффузное отражение или лաминесценциա от этих объектов наблաдается
детекторами. Мы можем облучать природные объекты


тонкие слои облаков. В
индустриальных регионах и в городах


заводские трубы, башни или стены высотных
зданий могут быть облучены для и
змерения загрязненности воздуха. Для генерации
вспышек в интересуաщем нас области атмосферы следуաщие мишени для облучения
лазером могут быть использованы:


) Воздушные шары или другие аппараты с малой скоростьա, например, малые
модели летательных аппара
тов (с длиной ~1 м), управляемые с поверхности земли.


) В особых случаях, искусственные облака при взрывах некоторых типов
артиллерийских снарядов (дымовых, осветительных и пиротехнических снарядов) или
видимые трассы в атмосфере после прохождения ракет.


Однако, следует подчеркнуть, что генерирование вспышек с помощьա лазеров
могут быть осуществлены и при отсутствии мишеней. В последние годы некоторые
нелинейные процессы были продемонстрированы при использовании интенсивных
фемтосекундных лазерных пу
чков дл
я облучения атмосферы
. Такие процессы, как
образование нити или генерация континуума белого света могут быть использованы
для реализации представленного метода. Подчеркнем, что для всех случаев,
представленных в этом параграфе, экспериментальная уст
ан
овка может быть
размещена только

на поверхности земли.

Описанный метод может быть использован
для измерения подводных характеристик озер, морей и океанов.


Используя представленный метод при различных длинах волн, можно получить
надежные эксперимента
льные данные относительно пылевых и газовых облаков,
находящихся между двумя космическими светилами (звездами, галактиками и т.д.).
Эти результаты позволят оценить размеры частиц

пыли
, их плотность и т.д. Из

за
того, что расстояния между этими объектами сл
ишком велики, можно использовать
удлиненные импульсы, например, усиление или ослабление яркости этих объектов в
течении суток или годов.


21

В пятой г
лав
е исследовано влияние локальной области у вершины аксикона
на дифракциա лазерного пучка в нем.



В

параграфах

5.2

5.4

рассматривается
п
реобразование параметров гауссового
пучка в аксиконе в зоне образования полого конического излучени
я [22]
.



Аксикон является особым видом оптической линзы с конической поверхностьա,
позволяաщей сфокусировать лучи т
очечного источника света в линиա по дли
не оси.
При прохождении через

аксикон лазерное излучение преобразовывается в бесселевый
пучок.


После зоны бесселевого пучка, поперечное сечение дифрагированного излучения
представляет из себя кольцо с расширяաщим
ся от расстояния диаметром.
Внимательно рассмотрев структуру кольца

в радиальном направлении
, мы
обнаружим, ч
то она

состоит из концентрических колец с убываաщими
интенсивностями пиков ближе к оси распространения излучения

(рис.6)
. Следует
подчеркнуть, что
огибаաщая линия пиков примерно соответствует расчетам поля
дифракции аксикона.






Рис. 6.





Поле излучения после прохождения через аксикон может быть представлено как
излучение, возникшее от виртуального источника света, имеաщего вид окружности
с
центром на оси аксикона и лежащем в плоскости, перпендикулярной этой оси.

Распространение света от виртуального источника до поверхности дифракции может
быть рассмотрено в рамках геометрической оптики.


Для оценки параметров дифрагированного поля, де
тектируемого на
CCD
,
необходимо определять фазовые и амплитудные факторы в произвольной точке на
плоскости

наблաдения.

Чтобы определить фазу

на этой плоскости
, две расстояния
должны быть вычислены


между виртуальным источником и дифракционной
конической п
оверхностьա и между этой поверхностьա и
плоскостьա наблաдения
.


22
Амплитудный фактор вычисляется путем суммирования вкладов полей от всей
поверхности дифракции.


Принимая во внимание как фазовуա, так и амплитуднуա факторы, амплитуда поля
дифрагированного
излучения
в точке наблաдения

определяется из
соответствуաщего
интеграла Френеля
. Однако, вычисляя этот интеграл, мы получим огибаաщуա без
контрастной структуры. Несоответствие этих результатов поля дифракции с реальным
распределением с контрастной структур
ой распределения интенсивности говорит о
необходимости более детального рассмотрения фактора вершины аксикона.




Дело в том, что из

за явления дифракционного лимита, фазовый фронт
дифрагированного пучка значительно искривляется вблизи точки
у вершины
аксикона

и становится более плоским. Резкое увеличение радиуса кривизны фазового


фронта

у

вершины при постоянном азимутальном угле указывает, что дополнительная доля
поверхности у
вершины

участвует в увеличении амплитудного фактора
дифракционного поля
. Чтобы учитывать этот эффект, в уравнение вводится

специальный формируաщий фактор, что позволяет объ
я
снять контрастнуա структуру
поля дифракции аксикона.




Рис. 7.



На рис. 7 показано сравнение измеренного распределения
(
в радиальном
направлении

y
0
)

интенсивности дифрагированного на аксиконе гелий

неонового
лазерного пучка с соответствуաщими численными расчетами для различных


23
дистанций
z

между вершиной аксикона и
CCD
:

) 240 мм,

) 300 мм,
c
) 450 мм

(
пунктирная линия


расчеты,
сплошная линия


экспе
римент)
.




В параграфе 5.5
исследована

дифракция

света на аксиконе по зонам Френеля

[23,
24]
.



Контрастная структура поля дифракции наблաдается на таких расстояниях от
аксикона, при которых волновой параметр (число Френеля) ~
w
c
2
/
z


больше единицы

(
w
c



характерный размер светового пятна на аксиконе, который в данном случае
определяется радиусом лазерного пучка). Следовательно, имеет место дифракция
Френеля.


С цельա определения распределения интенсивности на экране, произведем
вычисление инте
грала дифракции по отдельным зонам Френеля в тангенциальном
направлении на дифракционной поверхности. Для этого, поверхность дифракции
мысленно разбивается на элементы, поверхность которых образуется линиями,
исходящими из вершины аксикона
.

Доказывается
,

ч
то

амплитуда от всех точек
дифракционной поверхности примерно равна 0,76 части амплитуды первой
тангенциальной зоны Френеля
.


На рис. 8 представлено ра
спределение относительной интенсивности
F

лазерного
пучка

в радиальном направлении
,
дифрагированног
о на

аксиконе
,

при
s
900
мм (что
соответствует расстояниա между лазером и аксиконом ~1500 мм),
z
300
мм,
радиусе
лазерного пучка
1 мм. Пунктирная кривая характеризует экспериментальное
распределение интенсивности света, полученное на
CCD
, а сплошная линия
со
ответствует вычислениям.




Рис. 8.





24

Шестая глава

посвящена исследованиա свойств поглощаաщего аксикона и
основанного на нем светового фильтра с учетом специфического радиального
профиля коэффициента поглощения
.



В параграфах 6.2

6.3 рассматрив
ается ф
ормирование расширенной гладкой области
квази

бесселевого пучка путем трансформации гауссового пучка через поглощаաщий
аксикон

[25, 26]
.



С цельա уменьшения влияния отупленности вершины
аксикона
на область
бесселевого пучка и сглаживания простр
анственных модуляций, а также увеличения
области

образования гладкого бесселев
ого пучка, в данной главе предлагается
использовать новый тип аксикона, так называе
мый поглощаաщий аксикон
.
Соответствуաщие расчеты показываաт, что поглощаաщий аксикон, без
допол
нительных оптических элементов, отталкивает область максимальной
интенсивности от вершины, значительно подавляет модуляциա интенсивности света в
области максимальной интенсивности бесселевого пучка. При этом, увеличивается
длина промежутка максимальной инт
енсивности света по оси аксикона, а также
расширяется область образования истинно

бесселевого пучка.



Рис. 9.

0
100
200
300
400
0
20
40
60
80
100
120
140
z
, mm
F
(
z
),
. un.
)

)

0
100
200
300
400
0
20
40
60
80
100
120
140
z
, mm
F(z)
,
. un.
)


25

Рис. 9

иллաстрирует вычисленные (а) и экспериментальные (

) кривые

распределения

интенсивности

на

оси

аксикона

при


радиусе


падаա
щего


лазерного

пучка

w
0
15 мм, радиусе аксикона
R
20 мм,
угле у основания
аксикона

15
0
.
Пунктирная линия и треугольники соответствуաт случаա прозрачного аксикона;
сплошная кривая и кружки представляաт результаты (увеличенные в 3 раза), когда
использует
ся поглощаաщий аксикон с коэффициентом поглощения
k
0,59

мм

1
.



Параграфы 6.4

6.5 посвящены преобразованиա и измерениա

параметров
гауссового, лагерр

гауссового и супер

гауссового пучков в световом фильтре на
основе поглощаաщего аксикона

[27, 28, 30]
.



Рассмотрим распространение радиально

симметричного пучка через световой
фильтр на основе поглощаաщего аксикона
AN

с коэффициентом поглощения
k

и
прозрачного элемента



«
инверсного аксикона
»
IA

(рис. 10).























Рис. 10.




Д
оказано, что если ось пучка совпадает с осьա фильтра, то мощность
отфильтрованного пучка минимальна. Это свойство фильтра может быть применено
для определения местоположения оси, радиуса и расходимости (сходимости)
радиально

симметричного лазерного излучен
ия, а также для образования строго

коллимированных пучков.


Рис. 11 иллաстрирует профиль интенсивности отфильтрованного гауссового пучка
при

0 (жирная сплошная линия),


2,5 (сплошная линия),

5 (пунктирная линия).

Z

AN

IA

β

R


26

Рис. 11



Здесь




характериз
ует величину коэффициента поглощения.
Диаметры пучков на
полувысоте максимальной интенсивности составляաт: 1,18
w

при


0; 2,40
w

при


2,5; 3,68
w

при


5.


Лагерр

гауссовые и супер

гауссовые пучки также преобразовываաтся в световом
фильтре
и
принимаաт М

образнуա и бубликообразнуա форму.





Рис. 12.






27

В эксперименте были измерены характеристики гелий

неонового (

633 нм)
лазерного пучка. Световой фильтр на основе поглощ
аաщего аксикона (с параметрами
k
1,15 мм

1
,
R
32 мм,

7,5
0
) был прикреплен на столик, который обеспечивал
продольные сдвиги с микрометрической точностьա. Если интенсивность
прошедшего через
фильтр
пучка достигает минимального значения, то ось пучка
соответствует оси фильтра. Была измерена расходимость лазерного пучка


φ

1,77
мрад. На рис. 12 изображен профил
ь

отфильтрованного пучка.



В параграфе 6.6 определяется центр

яркости лазерных пучков и изображений с
помощьա поглощаաщего аксикона или филь
тра на его основе

[29]
.



В этом параграфе доказываетс
я, что поглощаաщий аксикон можно использовать
также для нахождения центра яркости несимметричных (произвольных) пучков и
изображений. Система из
двух

фильтров на основе поглощаաщих аксиконов для
опр
еделения центра изображений представлена на рис. 13.




















Рис. 13.



Оптическое пропускание этой системы

практически

совпадает с квадратичной
кривой, которая, как было доказано, позволяет точно определять центр яркости

произвольных пучк
ов и изображений.

Сплошная линия на рис. 14 характеризует
зависимость пропускания системы фильтров на основах поглощаաщих аксиконов от
радиальной координаты


при

15
0
,


0
20 мм,
k
0,6 мм

1

(1

ый аксикон),

23
0
,


0
8
мм,
k
0,6 мм

1

(2

ой аксикон). Пункти
рная линия соответствует пропусканиա
оптического элемента с квадратичной зависимостьա пропускания света от

.



28
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
0
2
4
6
8
10
12
14
16
18
20
r,
mm
D



Рис.14





ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ.


1. Предложена модель для временной эволաции пробоя с экспоненциальным
увеличением (в течении в
ремени) энерговклада в плазму, которая была использована
для оценки параметров плазмы гелия с парами калия. Согласно расчетам, при
температуре электронов 20 эВ и удельной мощности вклада ~10
9

Вт/см
3

(эти условия
могут быть осуществлены на расстоянии ~1 мм
от мишени при ее облучении мощным
лазерным пучком с интенсивностьա в фокальной области ~10
12

Вт/см
2
), плотность
долгоживущих автоионизационных состояний калия достигает значений более
10
13
см

3
, что достаточно для осуществления ДУФ генерации.


2. С помощьա

соответствуաщей модели плазмы определены характеристики на
переднем фронте импульсного разряда в полом катоде в смеси гелия с парами калия с
плотностьա 10
14
÷10
16

см

3
. Рассчитанные плотности метастабильных 2
1
S

и 2
3
S

уровней гелия при концентрациях калия 1
0
14

и 10
15

см

3

достигаաт 10
13
÷10
14

см

3
, что
больше результатов, полученных с помощьա спектроскопических исследований. Это
несоответствие объясняется релаксационными процессами, которые следуաт после
переднего фронта накачки, в результате чего плотность м
етастабильных состояний
начинает убывать.


3. Исследованы характеристики непрерывного разряда полого катода в смеси гелия с
парами калия, который использовался для возбуждения ДУФ спектра атомарного
калия. Были вычислены концентрации соответствуաщих долго
живущих

29
автоионизационных уровней калия, которые ответственны за ДУФ переходы, в том
числе за впервые зарегистрированные переходы. Были также определены потери в
газоразрядной трубке, в монохроматоре и в регистрируաщей системе. В результате,
были рассчита
ны потоки фотонов каждой из спектральной линий 72,12 нм, 69,14 нм
и 67,40 нм, которые соответствуաт переходам 3
p
5
3
d
4
s

4
P
5/2



3
p
6
3
d

2
D
5/2,3.2
, 3
p
5
3
d
4
s

4
F
3/2



3
p
6
3
d

2
D
5/2,3/2

и 3
p
5
4
s
4
p

4
S
3/2



3
p
6
4
p

2
P

3/2,1/2
.


4. Определены характеристики плазмы при
импульсном пробое в молекулярном
азоте. Уникальная конструкция секционированного лазера с продольным
возбуждением и с сложенной электрической схемой Блաмляйна применяется для
осуществления лазерной генерации в УФ области спектра. Были рассчитаны
плотности
лазерных уровней молекул азота и инверсной населенности (10
16

см

3
) на
переднем фронте накачки. Определены также значения вклада мощности на
единичнуա длину на фронте разряда. Расчетное увеличение энергии генерации на
конечных секциях газоразрядного промеж
утка (в условиях насыщения генерации)
находится в хорошем согласии с экспериментальным значением.


5. Изучалась плазма, образованная в фокусе фемтосекундных лазерных импульсов в
воздухе. С помощьա пучков накачки и зондирования исследовалась эволաция
плотн
ости электронов после затухания импульса накачки. Было обнаружено
необычное явление


увеличение плотности электронов в течении первых 70 пс после
«отклաчения» первого импульса накачки, т.е. в режиме послесвечения пробоя. Это
явление объясняется тем, что и

после «отклաчения» накачки, высокоэнергетичные
электроны способны ионизировать молекулы воздуха, «порождая» новые электроны
и ионы. В случае полного и частичного временного перекрытия лазерных пучков
была определена автокорреляционная функция и длительнос
ть лазерного пучка


105фс.


6. Предложены новые оптические методы для неразрушаաщего определения
локальных характеристик неоднородно

распределенных дисперсных сред:
концентрации активаторов или других атомарных примесей, коэффициента
ослабления света, ко
эффициента рассеяния под прямым углом. Эти методы основаны
на пропускании через среду встречных лазерных пучков. На основе предложенного
метода был сконструирован и собран прибор для неразрушаաщего контроля качества
образцов из прозрачных и полупрозрачных
лазерных, оптических и других
материалов. Определены локальные параметры раствора эмульсионного клея в
дистиллированной воде, табачного дыма, лазерных элементов из
кристаллов
iYF
4
:
Ho
3
,

iYF
4
:
E
3
,
iYF
4
:
Nd

3
.


7. Предложен уникальный метод для определен
ия коэффициента ослабления света
между вспышками в атмосфере и водной среде, который может быть использован
также для исследования космической пыли между двумя светилами. Предложенный
метод был экспериментально тестирован путем определения коэффициента
осл
абления света в тумане


(7,2

0,6)

10

3
м

1
.



30
8. Экспериментально и теоретически исследовалась контрастная структура поля
дифракции аксикона. Было впервые доказано, что из

за явления дифракционного
лимита, в локальной области у вершины аксикона образуется
дополнительный
«источник света» и в результате взаимодействия виртуального и дополнительного
источников наблաдаաтся глубокие модуляции поля дифракции аксикона.
Исследование по зонам Френеля на дифракционной поверхности показало, что
интегрирование только п
о первой тангенциальной зоне Френеля позволяет рассчитать
(с коэ
ффициентом пропорциональности 0
,
76) пространственное распределение
дифрагированного лазерного пучка.


9. Для улучшения характеристик зоны квази

бесселевого пучка был предложен новый
оптический

элемент


поглощаաщий аксикон. Этот элемент обладает уникальным
свойством преимущественного поглощения световых лучей прошедших через его
центральные области, в то время как лучи
,

прошедшие через периферийнуա часть
,

мало поглощаաтся. Теоретически и экспер
иментально было доказано, что
поглощаաщий аксикон увеличивает область действительного бесселевого пучка
более чем в 2 раза и резко уменьшает глубину пространственных модуляций в
области максимальной интенсивности бесселевого пучка.


10. Предложен и исслед
ован новый оптический фильтр, основанный на
поглощаաщем аксиконе. Доказано, что фильтр позволяет с высокой точностьա
определять характеристики радиально

симметричных лазерных пучков:
местонахождение оси, диаметр и расходимость лазерного излучения. С помощ
ьա
предложенного фильтра можно строго коллимировать гауссовые пучки, создать
бубликообразные и М

образные пучки. Доказано также, что оптический фильтр
позволяет находить центр яркости несимметричных (произвольных) пучков и
изображений. Представлены соотве
тствуաщие экспериментальные результаты
определения параметров гелий

неонового лазерного пучка.



Работы автора.


1. А.Е.Мартиросян, В.О.Папанян, Возможность создания ВУФ лазеров на парах
щелочных металлов, Тезисы докладов 6

ой Всесоաзной конференции по физ
ике ВУФ
излучения и взаимодействиա излучения с веществом, Москва, с.279, 1982.

2. А.Е.Мартиросян, В.О.Папанян, О возможности создания столкновительных ВУФ
лазеров на парах щелочных металлов в смесях с инертными газами, Тезисы докладов
9

ой Всесоաзной конфе
ренции по когерентной и нелинейной оптике, Ереван, с.28

29,
1982.

3. А.Е.Мартиросян, В.О.Папанян, О возможности создания столкновительных ВУФ
лазеров на парах щелочных металлов, Квант.Электроника, т.10, но.1, с.166

170
(1983).


31
4.

V
.
O
.
Ppnyn
,
A
.
E
.
Mios
yn
,
F
.
K
.
Tie
,
Coisiony

excied

XUV

ses
,
IEEE

J
.
Qun
.
Eeconics
,
v
.
QE

19,
no
.12,
pp
.1835

1840 (1983).

5. А.Е.Мартиросян, В.О.Папанян, Возбуждение смеси гелия с калием в импульсном
разряде с полым катодом, ЖПС, т.43, но.2, с.303

305 (1985).

6.

Yu.K.Gieyn, A.E.Miosyn, G.C.Nesisyn, V.O.Ppnyn, New ines in he
VUV

emission specum o possium, Phys.ees, v.101A, no.4, pp.198

200 (1984).

7. Ю.К.Габриелян, А.Е.Мартиросян, Г.Ц.Нерсисян, В.О.Папанян, Спектр излучения
калия в област
и 50

100 нм, Докл. АН Арм.ССР, т.28, но.2, с.71

73 (1984).

8. А.Е.Мартиросян, В.О.Папанян, Исследование импульсного разряда гелия с парами
калия в полом катоде, 2

ое Всесоաзное совещание по физике электрического пробоя
газов, Тарту, с.403

404, 1984.

9. Ю.К
.Габриелян, А.Е.Мартиросян, Г.Ц.Нерсисян, В.О.Папанян, Столкновительное
заселение автоионизационных уровней калия в разряде, 9

ая Всесоաзная
конференция по физике электронных и атомных столкновений, Рига, с.13, 1984.

10. А.Е.Мартиросян, В.О.Папанян, Компа
ктный секционированный газовый лазер с
продольным возбуждением. ПТЭ, но.1, с.166

168 (1985).

11.
A
.
E
.
Miosyn
,
C
.
Aucci
,
A
.
Buno
,
C
.
deisio
,
A
.
Pozio
,
S
.
Soimeno
.
Time

evouion

o

psm

egow

poduced

y

emosecond

se

puses
,
J
.
App
.
Phys
.,
v
.96,
no
.10,
pp
.5450

5455 (2004).

12.
A
.
E
.
Miosyn
,
C
.
Aucci
,
A
.
Buno
,
C
.
deisio
,
A
.
Pozio
,
S
.
Soimeno
.
Unusu

ehviou

o

psm

egow

poduced

y

emosecond

se

em
.
Poc
. “
se


Physics

2005”,
pp
.49

52,
Ashk
,
Ameni
.

13. А.Е.Мартирос
ян, Способ определения локального коэффициента ослабления в
дисперсной среде. Авторское свидетельство СССР, но.1497525 (1989).

14. А.Е.Мартиросян, Способ определения концентрации примесей. Авторское
свидетельство СССР, но.1552806 (1989).

15. А.Е.Мартиросян
, Исследование структурных изменений в кристаллах с помощьա
метода встречных лазерных пучков, Тезисы докладов 8

ой Всесоաзной конференции
по взаимодействиա оптического излучения с веществом, т.2, с.257, Ленинград, 1990.

16. A.E.Miosyn, S.A.Ognesyn,

K.B.Seynyn, S.A.Tmsyn, Invesigion o se
cyss y men o counepopging se em, 4

h Nion coneence “ses 90:
ses nd hei ppicions”, Povdiv, Bugi, pp.95

96, 1990.

17. А.Е.Мартиросян, Измерение локальных характер
истик кристаллов методом
встречных лазерных пучков, Приборы и техника Эксперимента, но.1, с.116

119 (2001).


32
18. A.E.Miosyn, Deeminion o oc chceisics o cyss y mens o
counepopging ems, Poc. Ine. Con. «se Physics 200
1», pp.76

79, Ashk,
Ameni.

19. A.E.Miosyn, Opic nondesucive mehod o mesuing inhomogeneousy
disiued pmees in seminspen smpes, Non

Desucive Tesing, v.9, no.07,
(2004).

20. A.E.Miosyn, Geneion o sh puse
s y se ems s  wy o mesue he
men exincion coeicien in inhomogeneous medium, Op. Commun., v.203, pp.7

12
(2002).

21. A.E.Miosyn, Mehod o emoe sensing o he mosphee y using se geneed
shes, Ine. Con. CEO

Euope

E
QEC

2003, p.CI

10194, Munich, Gemny, 2003.

22. A.E.Miosyn, C.Aucci, C.deisio, A.Pozio, S.Soimeno. Finge pen o he ied
diced y xicons. JOSA

A
,
v
.21,
no
.5,
pp
.770

776 (2004).

23. А.Е.Мартиросян. Исследование контрастной структуры к
онцентрических колец
лазерных пучков, прошедших через аксикон. Сборник трудов конференции Лазерная
Физика


2007, с.193

196 (2008).

24. А.Е.Мартиросян. Пространственное распределение интенсивности лазерного
пучка, дифрагированного на конической поверхности

аксикона. Известия НАН
Армении, Физика, т.43, но.3, с.182

190 (2008).

25. А.Е.Мартиросян, Использование поглощаաщего аксикона для подавления
пространственных модуляций интенсивности света в области бесселевского пучка,
Известия НАН Армении, Физика, т.44,
с.426

32 (2009).

26. A.E.Miosyn, Fomion o expnded smooh usi

Besse em nge due o he
nsomion o he Gussin em in soing xicon, Opics nd se Technoogy,
v.42, pp.328

31 (2010).

27. А.Е.Мартиросян, Световой фильтр, Патент

РА, но. 2467А (2010).

28. A.E.Miosyn, Opic popeies o igh ie designed on soing xicon, Opics
nd se Technoogy, v.43, pp.242

244 (2011).

29. А.Е.Мартиросян, Определение центра яркости изображения путем использования
поглощаաщего а
ксикона, Тезисы Докл. Конф. «Лазерная Физика

2009», с.159

162,
Аштарак, Армения.

30. А.Е.Мартиросян, Преобразование и измерение параметров гаусовского, лагерр

гауссовского и супер

гауссовского пучков с помощьա фильтра на основе
поглощаաщего аксикона, Изве
стия НАН Армении, Физика, т.46, ноա.5, с.330

338,
(2011).


33
OPTICA INVESTIGATION OF

OCA PROPERTIES OF INHOMOGENEOUS
MEDIA


Min esus nd concusions.

1.

The mode
o

psm
is suggesed
which

descies

he

ime evouion o
he
spk duing
he
ime in
snce when
he
enegy
inpu

in he

psm
is incesed

exponeniy
.

Accoding
o

he
ccuions,

he

possium
concenion
in

he
m
ese uoionizing
eve
s

eches
o moe hn 10
13

cm

3

when
he
eecon empeue is 20 eV nd
he
powe
inpu


in
he
psm is ~10
9

W/cm
3
.

Such
uoionizing
eve
s
popuion

ows o oin
se
geneion

in he 

uvi
oe (
F
UV
) spec egion
.

These condiions

cn e
eized

he
disnce
~1 mm om he ge when i
is
iumined y

high powe 
se em wih
he
inensiy
~10
12

W/cm
2

in
he
oc egion
.


2. Using
he
coesponding

psm mode
,
he

chceisics
in

he
pus
e
d

dischge
on

in
he m
ixue o He wih K vpos 
10
14
÷10
16

cm

3

densiies

e deemined
.

The c
cued
concen
ions o heium oms i
n
he
mese 2
1
S nd 2
3
S eves ech o 10
13
÷10
14

cm

3
,
when
he
possium concenions e 10
14

nd 10
15

cm

3
.
These
esus
exceed he

expeimen
vues
oined y specoscopic invesigions. This discodnce cn e
e
xp
i
ned

y exion pocesses

which e oowed e
he
on o exciion nd

y

decesing

he
mese eves densiies.

3. The chceisics o
he
CW hoow chode dischge in he mixue o heium wih
possium

vpos e invesiged.
In

dischge

condiions
,

he
F
UV emission
specum
o
possium
is

excied.

The
possium
concenions in
he
ong

ived uoionizion
ses

(
which e esponsie
o
he F
UV

nsiions, incuding
he
nsiions oseved o he
is ime) e cc
ued.

The osses in
he
d
ischge ue, in
he
mono
chomo nd in
he
deecing sysem
e
so evued. As  esu, he phoon ux o ech o
he

spec ines

72,12 nm (3p
5
3d4s
4
P
5/2



3p
6
3d
2
D
5/2,3.2

nsiion
), 69,14 nm (3p
5
3d4s
4
F
3/2



3p
6
3d
2
D
5/2,3/2
) nd 67,40 nm

(3p
5
4s4p
4
S
3/2



3p
6
4p
2
P

3/2,1/2
) e ccued
.

4. The chceisics o
he pused dischge

in moecu niogen e deemined.
The
uniue design

o
he
secioned se wih
he
ongiudi
n exciion nd wih
he
oded

Bume
in

eecic scheme is used

o

se geneion in
he uvioe

spec egion.


The densiies o se eves o

he

moecu niogen nd

he

invese popuion (10
16

см

3
)
in
he puse on

e ccued.

The powe
inpu in
he puse o
n

in

he
uni engh
is

so
evued.
The c
cued enegy gin in

he
end

secions
o he
dischge
ue
(in
he
geneion suion condiion)
is in good ccodnce wih
he
expeimen vue.


5.

The psm omed
in
he
i
in
he
oc egion o
 emosecond se puses is sudied.

The e
vouion
o eecon densiy in
he
egow o pump puse wih

pump

poe
echniue is invesiged.

The unusu phenomenon hs een discoveed: he eecon
densiy is incesed
duing

70 ps e “swiching

o”
he
pump puse (in
he

egow

34
condiion
).

This phenomenon cn e expined y
he
iiy o enegeic eecons

o ionize
i moecues 
e “swiching o” he pump

puse
, nd, heeoe, o poduce new eecons
nd ions.
I
he pump nd poe

puses

oveps

empoy
, we cn deemine
he
uocoeion uncion nd se puse duion


105 s.



6. New opic mehods

o
nondesucive deeminion o oc chceisics in
inhomogeneous dispesive medi

e suggesed
:
he
concen
ion
o dop
ed

eemens
o
omic im
puiies,

he
coeicien o igh exincion,
he
sceing coeicien 

he

igh
nge. These mehods e sed on
he
nsmission o coune

popging se ems
hough he medium.

On he se o suggesed meh
od
,

he device o nondesucive esing
o nspen o seminspen smpes (se

ods
, opic

eemens
, ec.)
is

designed nd
consuced.

The oc pmee
s o he emusion gue souion in disied we
,

occo
smoke

nd

se eemens m
de y
iYF
4
:Ho
3
,

iYF
4
:E
3
, iYF
4
:Nd
3

cyss

e
evued
.


7. The

uniue mehod o deeminion

o exincion coeicien eween shes in
he
mosphee nd
we medium is suggesed. This

mehod
so
cn e
used o invesigion
o

cosmic du
s eween wo uminies.
The s
uggesed mehod hs een esed
expeimeny:
he
igh exincion coeicien in
he
og is mesued s (7,2

0,6)

10

3
m

1
.

8. The cons sucue o

he

xicon
dicion ied is invesiged expeimeny nd
heo
eicy. Fo he is ime
, i

hs een poved h
,

due o
he dicion imi
phenomenon

in
he
oc egion  he ip o xicon
,

he ”igh souce” is omed.

As  esu
o inecion o he

viu nd ddiion souces,
he deep moduions o


he
xicon
dicion ied

e oseved.

The

Fesne zone invesigion on
he
dicion suce
show
s

h
he
inegion y
he
is Fesne zone ows o ind (wih
he
popoioniy
coeicien 0.76)

he
spi disiuion o
he
dice
d se em.

9.
F
o impoving
he
em chceisics in
he
usi

Besse egion
,


he new opic
eemen


soing xicon is suggesed. This eemen pos
sess
es

he

uniue popey eed
wih
he
ddiion sopion o igh ems pssed hough
is

cen ps

espec o
ems pssed hough
he
peiphe egions.

I
is poved


heoeicy nd expeimeny
,
h
he
soing xicon inceses
he
egion o
coec
Besse em

y

moe hn wo
ime
s

nd decese
s

shpy
he
spi moduion
deph in
he
mxim inensiy egion o
Besse em.

10. The n
ew opic ie

sed on
he
soing xicon is suggesed nd invesiged. I is
poved, h he ie ows
o deemine
he
chceisics o di
y symmeic

se
ems
wih

high

ccucy:
he
xis ocion,
he
em dimee nd divegence.
Using his
ie, i is possie o coime
ccuey
Gussin ems, o cee doughnu

ike nd M

ike
ems. I is so poved, h he
opic ie ows

o ind
he

ighness ce
ne o
symmeic
(iy) ems nd imges.

Coesponding mesuemen esus o
he
heium

neon se em e pesened
.


35
Հիմնական արդյունքները և եզրակացությունները։

1.

Рռաջարկվել է
պարպման ժամանակային զարգացման

մոդել
պլազմայում
էքսպոնենցիալ աճող էնե
րգիայի ներդրմամя, որն օգտագործվել է հելիումի և
կալիումի գոլորշիների պլազմայի պարամետրերը գնահատելու համար։
Հաշվարկների համաձայն, երя էլեկտրոնների ջերմաստիճանը կազմում է 20 էн,
իսկ ն
երդրման տեսակարար հզորությունը

~10
9

нտ
/
սմ
3

(
այս պայմանները կարող
են ստեղծ
վել թիրախից
~1

մմ հեռավորության վրա, երя այն ճառագայթվում է
հզոր լազերային փնջով, որի ինտենսիվությունը ֆոկուսում կազմում է
~10
12
нտ
/
սմ
2
)
,
կալիւմի խտությունը
երկարակ
յաց ավտոիոնիզացիոն
մակարդակներիում
հասնում է ավելի քան
10
13

սմ

3
,
որը яավարար է հեռու
ուլտր
ամանուշակագույն (Հзсг) սպեկտրալ
տիրույթում

լազերային
գեներացիա
ստանալու համար։

2.

Համապատասխան պլազմայի մոդելի օգնությամя որոշվել են իմպուլսային
պարպման ճակատում
,

սնամեջ կաթոդում հելիումի և կալիումի 10
14
÷10
16

սմ

3

կոնցենտրացիաներով

գոլորշիների պլազմայի яն
ութագրերը։ Հաշվարկները ցույց
են տալիս
,
որ հելիումի մետաստաяիլ մակարդակների яնակեցումը հասնում է
մինչև
10
13
÷10
14

սմ

3



ի, երя կալիումի կոնցենտրացիան գտնվում է 10
14
÷10
15

սմ

3

տիրույթում։

Рյս արդյունքները գերազանցում են սպեկտրոսկոպիկ
հետազոտությունների միջոց
ով ստացված տվյալներ
ը
։ Рյդ
անհամապատաս
խանությունը яացատրվել

է
պարպման ճ
ակատից հետո տեղի
ունեցող ռ
ելա
քսացիոն

գործնթացներով, որոնց հ
ետևանքով մետաստաяիլ
մակարդակներում հելիումի

խտությունը

փոքրանում է։

3.

Հետազոտվել են սնամեջ կաթոդում հելիումի և կալիումի գոլորշ
իներում
հաստատուն պարպման яնութագրերը, որն օգտագործվել է ատոմական
կալիումի Հзсг սպեկտրը գրգռելու համար։ Հաշվարկվել են

կալիումի
խտությունները
համապատասխան երկարակյաց ավտոիոնիզացի
ոն
մակարդակներում
,
որոնք պատասխանատու են Հзсг անցումների համար, այդ
թվում այն ա
նցումների, որոնք արձանագրվել են առաջին անգամ։ зրոշվել են
նաև գազապարպման խողովակում, մոնոխրոմատրում և գրանցող
համակարգում
տեղի ունեցող կորուստները
։ Рրդյունքում հաշվարկվել են
ֆոտոնների հոսքը յուրաքանչյուր
72,12
նմ
, 69,14
նմ

և

67,40
նմ

սպեկտրալ գծի
համար
,
որոնք համապատասխանում են
3p
5
3d4s
4
P
5/2



3p
6
3d
2
D
5/2,3.2
, 3p
5
3d4s
4
F
3/2



3p
6
3d
2
D
5/2,3/2

և

3p
5
4s4p
4
S
3/2



3p
6
4p
2
P

3/2,1/2

անցումներին։


4.

зրոշվել են մոլեկուլային ազոտի պլազմայի իմպուլսային պարպման
яնութագրերը։ Фզակի կառուցվածք

ունեցող երկայնական գրգռմ
ան և Сլյումլ
յ
այնի
ծալված էլեկտրական սխեմայով սեկցիոն լազերը կիրառվում է սպեկտրի
ուլտրամանուշակային տիրույթում լազերային գեներացիա ստանալու համար։
Հաշվարկվել են
իմպուլսի ճակատում լազերային մակարդակներում ազոտի

36
մոլեկուլների
և ինվերսիոն

яնակեցման
խտություններ
ը
։ зրոշվել են նաև

պարպման ճակատում միավոր երկարության վրա ներդրվող հզորության
արժեքները։
Հաշվարկված գ
եներացիայի

էներգիայի ավելացումը պարպման
տիրույթի վերջին սեկցիաներում

(
գեներացիայի հագեցման պայմաններում)

համապատասխանում է

փորձնական արժեքին
։

5.

зւսումնասի
րվել է
օդում
ֆեմթորայրկյանային լազերների

իմպուլսների
ֆոկուսում առաջացած պլազման։

Тրգռող և զոնդող լազերային փնջերի միջոցով
հետազոտվել է էլեկտրոնների խտության
փոփոխությունը

գրգռող իմպուլսի
մարումից հետո։ Հայտնաяերվել է արտասովոր երևույթ
ы
էլեկտրոնների
խտությ
ան ավելացումը գրգռող իմպուլսի
«
անջատումից
»
հետո առաջին 70 պվ


ի
ընթացքում։ Рյդ երևույթը яացատրվում է նրանով, որ

նույնիսկ գրգռող ինպուլսի
«
անջատումից
»
հետո մեծ էներգիա ունեցող էլեկտրոնները ի վիճակի

են
ի
ոնիզացնել օդի մոլեկուլներըы

«
ծնելով
»
նոր էլեկտրոններ և
իոններ։ Ыազերային

իմպուլսների լրիվ և մասնակի համընկման դեպքում որոշվել է
ավտոկորելյացիոն ֆունկցիան, որը հնարավորություն է տվել որոշ
ել լազերային
փնջի տևողությունըы

105
ֆվ։

6.
Рռաջարկվել են նոր, առա
նց մասնատման օպտիկական մեթոդներ

անհամասեռ яաշխված դիսպերսիոն

միջավայրերի հետևյալ լոկալ яնութագրերը
որոշելու համար. ակտիվատորների և այլ խառնուրդ
ների կոնցենտրացիան,

լույսի թուլացման գործակիցը, ուղիղ անկյան տակ ցրման գործակիցը։ Рյդ
մեթոդները

հիմնված են հակնդդեմ ուղղված լազ
երային փնջերը միջավայրով
անցկացնելու վրա։ Рռա
ջարկված մեթոդի հիման վրա գծագրվել և պատրաստվել
է

սարք, որն օգտագործվում է թափանցիկ կամ կիսաթափանցիկ լազերային,
օպտիկական և այլ նմուշների առանց մասնատման որակի հսկման համար։
зրոշվել են
թոր
ած ջրում
էմուլսիոն սոսինձի
լուծույթի, ծխախոտի ծխի և
iYF
4
:Ho
3
,

iYF
4
:E
3
, iYF
4
:Nd
3

яյուրեղներից մշակված լազերային նմուշների
լոկալ պարամետրերը
։


7.
дուրահատուկ

մեթոդ է առաջարկվել
մթնոլորտում և ջրային
ավազաններում

яոցավառումների միջև լույսի թուլացման գործակիցը որոշելու համար
,
որը
կարող է կիրառվել նաև
լուսատուների միջև տ
իեզերական փոշու

ուսումնասիրման համար։ Рռաջարկված մեթոդը փո
րձնականորեն կիռարվել է
մառախուղում

լույսի թուլ
ացման գործակիցը որոշելու համարы
(7,2

0,6)

10

3
մ

1
.

8.
тորձնականորեն և տեսականորեն հետազոտվել է աքսիկոնի դիֆրակցիոն
դաշտի

մոդուլացված

կառուցվածքը։ Рռաջի
ն անգամ ցույց է տրվել, որ
դիֆրակցիոն սահմանի պատճառով աքսիկոնի գագաթի սահմանափակ
տիրույթում ստեղծվում է հավելյ
ալ
«
լույսի աղяրուր
»
և հավելյալ
ու

կեղծ
աղяյուրների միջև փոխազդեցության հետևանքով խոր մոդ
ո
ւլյացիաներ են
դիտվում աքսիկոնի դիֆրակցիոն դաշտում։
Уիֆրակ
ցիոն մակերեսի վրա

37
хրենելի
գոտիների

հետազոտումը ցույց է տալիս, որ միայն ֆրենելի առաջին
տանգենցիալ
գոտի
ով ինտեգրումը թույլ է տալիս հաշվել (0,76 համեմատության
գործակցով) դիֆրակցիայի ենթարկված լազերային փնջի տարածական
яաշխումը։

9.
уվազի

яեսսելյան փնջի яնութագր
երը яարելավելու համար առաջարկվել է նոր
օպտիկական տարրы կլանող աքսիկոն։

Рյդ տարրը
յուրահատուկ

հատկություն
ունի գերազանցապես

կլանելու իր կենտրոնական տեղամասերով անցած լույսը,
այն դեպքում, երя ծայրամասերով անցած լույսը քիչ է կլանվում։ тորձնականորեն
և տեսականո
րեն ապացուցվել է, որ կլանո
ղ աքսիկոնը ավելի քան 2 անգամ
մեծ
ացնում է իրական яեսսելյան փնջի տարածքը և կտրուկ փոքրացնում է
տարածական մոդուլյացիաների խորությունը яեսսելյան փնջի մաքսիմալ
ինտենսիվության շրջանում։

10.
Рռաջարկվել և ուսումնասիրվել
է
կլանող աքսիկոնի
վրա հիմնվա
ծ նոր
օպտիկական զտիչ։ Рպացուցվել

է
,

որ այդ զտիչը թո
ւյլ է տալիս մեծ
ծ
շգրտությամя որոշել
ըս
տ շառավղի սիմետրիկ լազերային փնջ
երի
яնութագրերը
.
առ
անցքի գտնվելու վայրը, տրամագիծը և

տարամիտումը։
Рռաջարկված զտիչի օգնությամя կարելի է կոլիմացնել գաուսյան փն
ջերը,
ստեղծել օղակաձև և
M


ի նման
փնջեր։ Рպացուցվել

է նաև, որ օպտիկական
զտիչը հնարավորություն է տալիս որոշելու ոչ սիմետրիկ (կամայական) փնջերի և
պատկերների պա
յծառության կենտրոնը։ еերկայացվել

են հելիւմ

նեոնային
լազերի яնութագրերի որոշման արդյունքները։



Приложенные файлы

  • pdf 11106919
    Размер файла: 659 kB Загрузок: 1

Добавить комментарий