SPRAWOZDANIE NAUKOWE

P R O J E K T B A D A W C Z Y Z A M A W I A N Y PBZ-MiN-9/T11/23 Elementy i moduły optoelektroniczne do zastosowań w medycynie, przemyśle, ochronie środowiska i technice wojskowej SPRAWOZDANIE NAUKOWE 1.2. Opracowanie i wykonanie modułów jednoczęstotliwościowych mikrolaserów na osnowach domieszkowanych jonami neodymu (Nd 3+ ), ciągłego działania (cw) i impulsowych (Q-S) generujących na częstotliwości podstawowej i z konwersją na drugą harmoniczną dla mikrointerferometrów polowych Kierownik: dr inż. K. KOPCZYŃSKI Grupa tematyczna: I. Moduły optoelektroniczne do zastosowań w interferometrii Wykonawca Części Wyodrębnionej: Instytut Optoelektroniki WAT Kierownik: Prof. dr hab. inż. Zygmunt MIERCZYK Warszawa 24-27

WOJSKOWA AKADEMIA TECHNICZNA INSTYTUT OPTOELEKTRONIKI SPRAWOZDANIE KOŃCOWE z realizacji Projektu Badawczego Zamawianego p.t. Elementy i moduły optoelektroniczne do zastosowań w medycynie, przemyśle, ochronie środowiska i technice wojskowej w części realizowanej w ramach zadania 1.2 p.t. Opracowanie i wykonanie modułów jednoczęstotliwościowych mikrolaserów na osnowach domieszkowanych jonami neodymu (Nd 3+ ) ciągłego działania (cw) i impulowych (QS) generujących na częstotliwości podstawowej i z konwersją na drugą harmoniczną dla mikrointerferometrów polowych w latach 24-27 Nr ewd.... Warszawa, październik 27 r.

Zespół autorski: płk dr inż. Krzysztof Kopczyński mgr inż. Jarosław Młyńczak dr inż. Jerzy Sarnecki płk dr hab. inż. Zygmunt Mierczyk, prof. WAT mgr Jadwiga Mierczyk mgr inż. Józef Firak mgr inż. Andrzej Gietka 2

Spis treści 1.2.1. Oferta......................................................... 4 1.2.2. Koncepcja realizacji zadania............................. 5 1.2.3. Demonstratory mikrolaserów 1.6 µm i 532 nm z wyjściem światłowodowym 8 1.2.3.1. Badania ośrodków czynnych, parametrów optycznych diod laserowych i charakterystyk generacyjnych mikrolaserów......... 9 1.2.3.2. Charakterystyki widmowe współczynnika absorpcji ośrodków czynnych................................................ 11 1.2.3.3. Badania struktury modowej i drogi spójności promieniowania mikrolaserów............................................ 13 1.2.3.4. Badania struktury modowej promieniowania mikrolaserów w interferometrze Fabry-Perota............................... 15 1.2.3.5. Zasilacz mikrolaserów...................................... 18 1.2.4. Mikrolasery z pasywną modulacją dobroci............................ 22 1.2.4.1. Modelowanie i optymalizacja pracy mikrolaserów............... 22 1.2.4.2. Struktury mikrolaserów z pasywną modulacją dobroci rezonatora.... 25 1.2.4.3. Badania struktur epitaksjalnych wysokorozdzielczą dyfraktometrią rentgenowską............................................ 27 1.2.4.4. Badania nieliniowej absorpcji warstw Cr 4+ :GGG, Cr 4+ :YAG........ 28 1.2.5. Demonstratory mikrolaserów z pasywną modulacją dobroci............. 31 1.2.5.1. Badania charakterystyk generacyjnych, czasowych i przestrzennych mikrolaserów Cr 4+ :YAG/Nd:YAG, Cr 4+ :GGG/Nd:GGG.......... 32 1.2.6. Podsumowanie.................................................. 34 LITERATURA....................................................... 36 3

1.2.1. Oferta Rozwój nauki i technologii w tym mikro i nano-technologii stawia wysokie wymagania współczesnym metodom pomiarowym. Wymagana wysoka czułość i precyzja pomiarów powodują szybki wzrost zainteresowań i rosnące zapotrzebowanie na optyczne, interferometryczne metody pomiarowe. Konieczność dokonywania pomiarów różnych wielkości fizycznych w warunkach naturalnych wymusza konieczność stosowania automatycznych, zminiaturyzowanych i niezawodnych systemów pomiarowych. Systemy te wymagają odpowiednich źródeł światła spójnego. Mikrolasery doskonale spełniają wymagania występujące w układach interferometrycznych. Jednoczęstotliwościowa generacja w podstawowym modzie poprzecznym TEM, wysoka sprawność, miniaturowe wymiary i możliwe niskie zapotrzebowanie na energię pozwalają na szerokie zastosowania mikrolaserów w precyzyjnych układach interferometrycznych. Zastosowanie mikrolaserów pozwola na szybkie wdrożenie systemów holografii cyfrowej, tomografii interferencyjnej wykorzystywanej do badań jakości złączy światłowodowych. Opanowanie w IOE technologii budowy mikrolaserów o założonych parametrach generacyjnych i parametrach optycznych wiązki laserowej stworzy szeroką bazę możliwości wykorzystania mikrolaserów w układach precyzyjnych mikrointerferometrów, do bezkontaktowych pomiarów różnych wielkości fizycznych takich jak: kształt, jakość powierzchni, drgania, przemieszczenia i odkształcenia liniowe i kątowe. Zgodnie z ofertą celem realizacji zadania 1.2. było Opracowanie i wykonanie modułów jednoczęstotliwościowych mikrolaserów na osnowach domieszkowanych jonami neodymu (Nd 3+ ) ciągłego działania (cw) i impulowych (QS) generujących na częstotliwości podstawowej i z konwersją na drugą harmoniczną dla mikrointerferometrów polowych. Pracę realizowano w kooperacji z Instytutem Mikromechaniki i Fotoniki Politechniki Warszawskiej, którego zadaniem było opracowanie i wykonanie demonstratorów mikrointerferometrów polowych z wykorzystaniem wykonanych w ramach zadania 1.2 mikrolaserów. Planowano opracowanie i wykonanie następujących demonstratorów: I. Mikrolaser CW Nd:YAG (CW Nd:GGG) - długość fali generacji 164 nm - moc wyjściowa generacji jednomodowej > 1 mw - moc wyjściowa generacji wielomodowej > 5 mw II. Mikrolaser Nd:YAG (Nd:GGG) monoimpulsowy - długość fali generacji 164 nm - częstotliwość repetycji > 5kHz - energie impulsów ok. 1 µj - czas trwania impulsów < 2 ns III. Mikrolaser CW SHG Nd:YAG - długość fali generacji 532 nm - moc wyjściowa generacji jednomodowej > 5 mw - moc wyjściowa generacji wielomodowej > 2 mw IV. Mikrolaser CW SHG Nd:YVO 4 - długość fali generacji 532 nm - moc wyjściowa generacji jednomodowej > 1 mw - moc wyjściowa generacji wielomodowej > 3 mw V. Mikrolaser SHG Nd:YAG ( SHG Nd:YVO 4 ) monoimpulsowy - długość fali generacji 532 nm - częstotliwość repetycji > 5kHz 4

- energie impulsów >.5 µj - czas trwania impulsów < 1 ns. 1.2.2. Koncepcja realizacji zadania W pracach dotyczacych mikrolaserów ciągłego działania generujących promieniowanie o długości fali 1.6 µm i drugą harmoniczną 532 nm badania koncentrować się miały na zwartych układach wykorzystujących struktury typu sandwich. Badania mikrolaserów impulsowych z pasywną modulacją dobroci rezonatora dotyczyły monolitycznych struktur epitaksjalnych Nd 3+ :YAG/Cr 4+ :YAG i Nd 3+ :GGG/Cr 4+ :GGG oraz struktur złożonych z odseparowanych elementów ośrodka czynnego i nieliniowego absorbera. Badania mikrolaserów z konwersją promieniowania na drugą harmoniczną obejmowały układy konfiguracji wewnątrz-rezonatorowego przetwarzania częstotliwości oraz monolityczne struktury epitaksjalne z zewnętrznym poza-rezonatorowym przetwarzaniem. Do pobudzania mikrolaserów wykorzystano diody laserowe z optycznym układem formującym wiązkę promieniowania pompującego oraz diody z wyjściem światłowodowym. Schematycznie ideę budowy mikrolaserów przedstawiono na rys.1.2.1 1.2.4. Optyka Dioda laserowa 164 nm Nd:YVO Nd:YAG Rys.1.2.1 Schemat budowy mikrolasera cw 1.6 µm. Optyka Dioda laserowa KTP 532 nm Nd:YVO4 Nd:YAG Rys.1.2.2 Schemat budowy mikrolasera cw 532nm. 5

Dioda laserowa Optyka Cr4+:YAG 164 nm Nd:YVO Nd:YAG Rys.1.2.3. Schemat budowy mikrolasera Q-S 1.6 µm. Dioda laserowa Optyka 4+ Cr :YAG KTP 532 nm Nd:YVO4 Nd:YAG Rys.1.2.4. Schemat budowy mikrolasera Q-S 532nm. W wyniku kooperacji z zespołem Instytutu Mikromechaniki i Fotoniki PW dotyczącej zastosowania opracowanych mikrolaserów w mikrointerferometrach polowych zaistniała konieczność zmiany koncepcji budowy mikrolaserów. Wymagania dotyczące najnowszych konstrukcji mikrointerferometrów obejmują zastosowanie źródeł promieniowania w postaci jednoczęstotliwościowych mikrolaserów sprzężonych z włóknem światłowodowym. Konieczność światłowodowego doprowadzenia do mikrointerferometru promieniowania mikrolaserów wymusiła opracowanie i wykonanie układu optycznego sprzęgającego mikrolaser ze światowodem jednomodowym oraz zmianę konstrukcji całego demonstratora. Średnice rdzenia światowodów jednomodowych dla promieniowania o długości fali 1.6 µm i 532 nm wynoszą odpowiednio : 6 µm i 3 µm. Konieczne stało się opracowanie stabilnego układu optycznego o wysokiej sprawności wprowadzania promieniowania laserowego do światłowodów. Opracowano konstrukcje jednomodowych mikrolaserów impulsowych i ciągłego działania 1.6 µm i 532 nm z wyjściem światłowodowym, a wykonane demonstratory przekazano IMiF PW. Mikrolasery spełniły wymagania dotyczące parametrów wyjściowych (moc, struktura modowa, częstotliwość repetycji, czas trwania impulsów, stabilność generacji) oraz wymagania dotyczące konstrukcji. Schematycznie ideę budowy mikrolaserów przedstawiono na rys.1.2.5. i 1.2.6. 6

Optyka Dioda laserowa Nd:YVO Nd:YAG 164 nm Rys.1.2.5. Schemat budowy mikrolasera 164 nm z wyjściem światłowodowym. Optyka Dioda laserowa KTP Nd:YVO4 Nd:YAG 532 nm Rys.1.2.6. Schemat budowy mikrolasera 532 nm z wyjściem światłowodowym Do wprowadzania promieniowania do jednomodowych światłowodów opracowano układ mimośrodowy pozwalający zrezygnować z relatywnie dużych stolików ze śrubami mikrometrycznymi. Uzyskano 8 mw cw promieniowania 532nm na wyjściu ze światłowodu 3 µm oraz 1 mw cw promieniowania 164 nm na wyjściu ze światłowodu 6 µm. W związku z potrzebą generacji impulsowej o regulowanej (do 1 khz ) repetycji i regulowanych czasach trwania impulsów w zakresie od ns do µs opracowano zasilacz mikrolaserów pozwalający na pracę w trybie impulsowym i ciągłym. Przeprowadzono badania charakterystyk generacyjnych mikrolaserów dla generacji 164 nm oraz mikrolaserów z przetwarzaniem częstotliwości generacji na drugą harmoniczną (SHG). 7

Wyznaczono charakterystyki widmowe, czasowe i przestrzenne, dokonano pomiarów rozkładów poprzecznych generowanego promieniowania. W układzie interferometru Michelsona badano jakość optyczną generowanego promieniowania, określono spójność czasową wiązki promieniowania mikrolaserów i strukturę modową. W układzie interferometru Fabry-Perota dokonano badań struktury modowej mikrolaserów 1.6µm i mikrolaserów 532 nm. 1.2.3. Demonstratory mikrolaserów 1.6 µm i 532 nm z wyjściem światłowodowym Fot.1.2.1. Fotografie demonstratorów mikrolaserów 1.6 µm i 532 nm z wyjściem światłowowdowym 8

14,53 12,53 1,53 8,53 6,53 4,53 2,53,53 14 19 24 29 34 39 44 49 INTENSYWN OŒÆ.3 KGW:Nd Nr1.25 τ =11 µs I =25.3 mv.2 Tło 32.1 mv SC28.TXT.15.1.5. -1.E-4 9.9E-5 3.E-4 5.E-4 7.E-4 9.E-4 Czas [sek] 1.2.3.1. Badania ośrodków czynnych, parametrów optycznych diod laserowych i charakterystyk generacyjnych mikrolaserów Badania charakterystyk czasowych, przestrzennych, widmowych i rozkładów modowych promieniowania mikrolaserów i diod laserowych prowadzono w układzie przedstawionym schematycznie na rys. 1.2.7. In tens yw noś ćluminecsenc ji[j.w zgl.] Komputer z oprogramowaniem Oscyloskop LeCROY 935AM 5 MHz CCD 1 R1% @ 164 nm T1% @ 88 nm R9% PM CS PD L M CCD 1 WG FPI GPIB LBA CCD 2 YAG:Nd 3+ YAG:Cr 4+ BS BS BS L,1 14 Światłowód 5 mµ Dioda laserowa SDL 2362 P3 88 nm.7w (CW) z zasilaczem SDL 822 Moc wyjściowa mikrolasera [mw] Moc progowa generacji P TH = 232.61 mw Spr awność różni czk owa σ = 5.4% Moc promieniowania diody [mw] D x D y S DL 5422,8,6,4,2, -,15 -,1 -,5,,5,1,15,2,2 z [m m ] SDL 2362 12 I D =7 ma T TEC =5 o 1 T TEC =1 o 8 T TEC =2 o 6 4 2 8 85 81 815 82 D UGOŒÆ FALI [nm] BS- dzielnik promieniowania, PM-miernik mocy, PD-fotodetektor, CCD mozaika/kamera CCD, FPI interferometr Fabry-Perot, LBA- analizator wiązki laserowej, L- układ optyczny. Rys.1.2.7. Schemat układu pomiarowego mikrolaserów i diod laserowych. Przeprowadzono badania charakterystyk generacyjnych mikrolaserów. Do pomiaru mocy wyjściowej mikrolaserów i diod laserowych stosowano dwukanałowy miernik mocy Rk-572 Power Ratiometer firmy Laser Probe Inc. z sondą pomiarową RKP-575.Do badania charakterystyk przestrzennych generowanego promieniowania stosowano Laser Beam Analyzer LBA 3 oraz interfermoter F-P o zmiennym zakresie swobodnej dyspersji FSR. Do badań charakterystyk widmowych wykorzystano monochromator zwierciadlany SPM 2 zintegrowany z dwuwymiarową matrycą CCD typu EDC-1HR. Do badań charakterystyk czasowych generowanego promieniowania zastosowano szybki detektor o paśmie 1GHz i oscyloskop LeCROY o paśmie 1 GHz. Pomiarów charakterystyk widmowych pomp optycznych dokonano w celu określenia kształtu widma promieniowania (wyznaczenia położenia maksimum, wyznaczenia średniej długości fali, szerokości połówkowej ) oraz określenia wpływu temperatury i prądu wzbudzenia diody na długość fali i kształt widma generowanego promieniowania. Właściwy dobór parametrów widmowych i określenie optymalnych warunków pracy diody laserowej determinuje wysoką sprawność mikrolasera. 9

Charakterystyki widmowe diod pompujących wyznaczono dla pracy w reżimie cw oraz pracy impulsowej, dla częstotliwości w zakresie do 1 khz i różnych czasów trwania impulsów ( od ns do µs ). Przykładowe charakterystyki widmowe diod laserowych przedstawiono na rys.1.2.8. i rys. 1.2.9. Długość fali promieniowania diod laserowych zależy od temperatury struktury półprzewodnikowej. Zmiana temperatury powoduje zmianę właściwości optycznych ośrodka laserowego, głównie poprzez dyspersję współczynnika załamania oraz zmianę rozmiarów liniowych złącza. W funkcji temperatury zmienia się szerokość przerwy energetycznej półprzewodnika. Dla większości półprzewodników, w tym także dla struktur AlGaAs, ze wzrostem temperatury maleje przerwa energetyczna, co powoduje zmniejszenie energii emitowanego fotonu i zwiększenie długości generowanej fali. Ogólną zależność długości fali promieniowania diody laserowej λ D (I D,T D ) od temperatury T D i prądu I D przedstawić można w postaci: λ D (I D, T D ) = λ + β ( T D -T ) + γ (I D - I ) (1.2.1) gdzie: λ - dana przez producenta długość fali diody laserowej dla temperatury T i prądu I ; β - współczynnik termicznego przestrajania długości fali diody; γ - współczynnik prądowego przestrajania długości fali diody laserowej. Wartość współczynnika β zależy od rodzaju diody laserowej. Dla diod laserowych GaAlAs czułość termicznego przestrajania β wynosi w przybliżeniu.3 nm / o C. Wartość współczynnika γ zależy od technologii wykonania diody laserowej oraz od montażu diody w obudowie mikrolaserów, jakości kontaktów cieplnych i efektywności odprowadzania ciepła z obszaru czynnego złącza laserowego. Dioda LD-81K nr1 5,E+5 4,E+5 Id=4mA *25 Id=8mA Id=6mA I=96mA jednostki względne 3,E+5 2,E+5 1,E+5,E+ 83 85 87 89 811 813 815 długość fali [nm] Rys. 1.2.8. Charakterystyki widmowe 1 W diody laserowej LD 81K dla pracy cw (stała temperatura złącza 25 C i różne prądy zasilania) 1

4.E+5 3.5E+5 3.E+5 Dioda LD-81K t=8us f=124hz Id=4mA t=8us f=124hz Id=6mA t=8us f=124hz Id=76mA jednostki względne 2.5E+5 2.E+5 1.5E+5 1.E+5 5.E+4.E+ 81 82 83 84 85 86 87 88 89 81 długość fali [nm] Rys. 1.2.9. Charakterystyki widmowe 1W diody laserowej LD 81K dla pracy impulsowej (stała temperatura złącza 25 C i różne prądy zasilania) Fot.1.2.2. Fotografie pompujących diod laserowych. 1.2.3.2. Charakterystyki widmowe współczynnika absorpcji ośrodków czynnych Pomiarów charakterystyk widmowych ośrodków czynnych dokonano na spektrofotometrze firmy LAMBDA-2 firmy PERKIN ELMER w zakresie widmowym 2 do 11 nm ( λ = 1nm) oraz 75 do 85 nm z krokiem przestrajania λ=.1nm. Stosując proste zależności, uwzględniając wzory Fresnela na wielokrotne odbicia promieniowania wyznaczano współczynnik absorpcji oraz efektywny współczynnik absorpcji. Charakterystyki spektralne współczynnika absorpcji pokazano na rysunku 1.2.1 dla kryształów Nd:YAG i Nd:GGG. 11

WPÓŁCZYNNIK ABSORPCJI [1/cm] 1 9 8 7 6 5 4 3 2 1 Y 3 Al 5 O 12 1.1at% Nd 75 76 77 78 79 8 81 82 83 84 85 DŁUGOŚĆ FALI [nm] WSPÓ CZYNNIK ABSORPCJII [1/cm] 1 9 8 7 6 5 4 3 2 1 Nd:Gd 3 Ga 5 O 12 G 1.2at% Nd 75 76 77 78 79 8 81 82 83 84 85 DŁUGOŚĆ FALI [nm] Rys. 1.2.1. Charakterystyki widmowe współczynnika absorpcji kryształów Nd:YAG i Nd:GGG. Struktury mikrolaserów Nd:YAG Struktury mikrolaserów Nd:GGG Fot.1.2.3. Fotografie struktur mikrolaserów MOC WYJŚCIOWA MIKROLASERA [mw ] 12 1 8 6 4 2 Nd:YAG P wyj =.56(P ab -15) Nd:GGG P wyj =.36(P ab -14) 5 1 15 2 25 ABSORBOWANA MOC POMY [ mw ] Moc wyjściowa mikrolasera [mw] 3 mikrolaser 532 nm 25 l rez =2.5 mm 2 15 1 5 5 1 15 2 25 3 35 Moc pompy [ mw ] Rys. 1.2.11. Charakterystyki mocowo-prądowe mikrolaserów 1.6 µm i 532 nm. 12

1.2.3.3. Badania struktury modowej i drogi spójności promieniowania mikrolaserów Promieniowanie mikrolaserów może posiadać wysoki stopień koherencji czasowej i przestrzennej. Spójność czasową wiązki promieniowania mikrolaserów badano w układzie interferometru Michelsona rys. 1.2.12. W układzie tym wiązka promieniowania laserowego dzielona jest przez zwierciadło dzielące i kierowana na dwa zwierciadła odbijające M 1 i M 2. Po ponownym przejściu przez dzielnik promieniowania odbite wiązki tworzą obraz interferencyjny na ekranie lub elemencie fotoczułym kamery CCD. Dla jednakowych odległości L 1 i L 2 otrzymujemy wysoki kontrast prążków intereferencyjnych. Przesuwanie jednego ze zwierciadeł tak, że moduł różnicy L 1 L 2 powiększa się prowadzi do zaniku kontrastu prążków. Dla źródeł niekoherentnych obraz interferencyjny zanika przy różnicy odległości L 1 L 2 rzędu kilku milimetrów. Dla promieniowania monohromatycznego różnica odległości dla której zanika obraz interferencyjny wynosić może kilka kilometrów. Odległość, przy której zanika obraz interferencyjny nazywa się długością lub drogą koherencji L koh. Na tej podstawie określić można czas koherencji t koh = L koh /c, gdzie c jest prędkością światła. W przeprowadzonych badaniach obraz interferencyjny nie zanikał dla odległości L 1 L 2 wynoszących kilka-kilkanaście centymetrów. KAMERA CCD UO Mikrolaser L 1 M 1 L 2 ZW M 2 Rys.1.2.12. Schemat układu pomiarowego z układem interferometru Michelsona. Długość drogi koherencji badanych mikrolaserów wynosi kilkanaście centymetrów. Na rys 1.2.13. przedstawiono zarejestrowane obrazy prążków 4 mm 6 mm 13

8 mm 1 mm 2 mm 4 mm 9 mm Rys. 1.2.13. Zarejestrowane obrazy prążków interferencyjnych dla rosnącej różnicy długości ramion interferometru (4 9 mm) 14

1.2.3.4. Badania struktury modowej promieniowania mikrolaserów w interferometrze Fabry-Perota W układzie interferometru Fabry-Perota dokonano badań struktury modowej promieniowania mikrolaserów 1.6µm i mikrolaserów 532 µm. Fot. 1.2.4. Fotografia układu F-P do badań mikrolaserów Na rys 1.2.14. Przedstawiono charakterystyki transmisyjne zwierciadeł interferometru. Układu do badań mikrolaserów 532 nm z metalicznymi zwierciadłami charakteryzował się dużo wyższym Finesse (F = 25 dla 532 nm i F = 4 dla 164 nm). W badanym interferometrze dokonywano zmiany szerokości szczeliny między zwierciadłami (.3 3 mm) co odpowiadało zakresowi swobodnej dyspersji 5 5 GHz. 1 9 8 Serie1 Serie2 7 transmisja [%] 6 5 4 3 2 1 2 7 12 17 22 27 32 długość fali [nm] Rys. 1.2.14. Charakterystyki transmisyjne zwierciadeł interferometru F-P dla promieniowania 164 nm (serie1) i dla 532 nm ( serie 2) Otrzymane interferogramy dla mikrolaserów 1.6µm Nd:YAG i Nd:GGG przedstawiono na rys. 1.2.15. dla różnych zakresów swobodnej dyspersji interferometru. 15

FSR = 25 GHz Nd:YAG P wyj = 44 mw - generacja wielomodowa. Nd:GGG: d=.8 mm (struktura modowa promieniowania dla różnych mocy wyjściowych mikrolaserów) P wyj= 4 mw 8 mw 9 mw Nd:YAG d= 1 mm (struktura modowa promieniowania dla różnych mocy pompujących mikrolaserów) Pp=592 mw Pp=62 mw Pp=644 mw Pp=685 mw Pp=7 mw Pp=97 mw 16

Nd:YAG d=.5 mm Pp=6 mw Pp=97 mw Rys. 1.2.15. Interferogramy generowanego promieniowania mikrolaserów 164 nm Na rys. 1.2.16. przedstawiono interferogramy promieniowania mikrolaserów 532 nm dla generacji jednomodowej przy różnych zakresach swobodnej dyspersji interferometru FSR= 5-5GHz. FSR = 5 GHz FSR = 25 GHz FSR = 15 GHz FSR = 75 GHz FSR = 5 GHz Rys. 1.2.16. Interferogramy promieniowania mikrolaserów 532 nm generacja jednomodowa 17

1.2.3.5. Zasilacz mikrolaserów Fot.1.2.5. Fotografia opracowanych i wykonanych zasilaczy mikrolaserów z możliwością opcjonalnego zasilania cw i impulsowego W związku z potrzebą uzyskania impulsowej pracy mikolaserów o regulowanej repetycji do 1 khz i regulowanych czasach trwania impulsów w zakresie od ns do µs zaistniała konieczność opracowania nowego typu zasilacza mikrolaserów. W opracowanym zasilaczu mikrolaserów można wyróżnić następujące bloki (rys. 1.2.17.): 1 wejściowy filtr przeciwzakłóceniowy; 2 prostownik sieciowy; 3 filtr wyprostowanego napięcia sieciowego; 4 klucz tranzystorowy (tranzystor bipolarny lub MOSFET); 5 układ sterowania klucza 4; 6 transformator impulsowy; 7 prostownik napięcia wyjściowego; 8 filtr napięcia wyjściowego; 9 układ pomiarowy napięcia wyjściowego, zazwyczaj z układami regulacji napięcia wyjściowego i separacji galwanicznej obwodu wyjściowego od wejściowego zasilacza; 1 układy zabezpieczające. Uwe C L C z1 z2 C L C Uwy 1 2 3 4 6 7 8 Uzab Uster Upom 1 5 9 Rys. 1.2.17. Schemat blokowy zasilacza impulsowego Wejściowy filtr przeciwzakłóceniowy 1 zapobiega przedostawaniu się do sieci energetycznej zakłóceń powodowanych pracą zasilacza oraz chroni elementy zasilacza 18

przed ewentualnymi przepięciami pochodzącymi z sieci. Wyprostowane w prostowniku 2 napięcie wygładzane jest w układzie filtru 3. Napięcie stałe zasila poprzez klucz tranzystorowy 4 uzwojenie pierwotne Z 1 transformatora impulsowego 6. Napięcie pobierane z uzwojenia wtórnego Z 2 transformatora 6 prostowane jest w prostowniku 7 i pozbawiane tętnień w filtrze wyjściowym 8. Układ pomiarowy napięcia 9 dokonuje pomiaru napięcia wyjściowego zasilacza i przekazuje sygnał do układu sterowania 5, który ma za zadanie wytwarzać impulsy załączające klucz 4 w taki sposób, aby zapewnić zamierzony efekt regulacji, to znaczy stabilizację napięcia wyjściowego. Zadaniem układu zabezpieczeń 1 jest głównie ochrona klucza tranzystorowego 4 przed uszkodzeniem. Są to zabezpieczenia nadprądowe, nadnapięciowe i termiczne. Należy dodać, że spośród wszystkich elementów zasilacza impulsowego, klucz 4 jest elementem najbardziej podatnym na uszkodzenie. Do omówionego powyżej zasilacza dodano część odpowiadającą za regulację i stabilizację prądu płynącego przez diodę laserową. Zapewniono możliwość podłączenia fotodiody monitorującej, optycznie sprzężonej z diodą laserową i dostarczającej informacji o mocy promieniowania laserowego (napięcie U D ). Układ ten składa się m.in. ze źródła napięcia odniesienia LM 385Z-1,2, wzmacniacza operacyjnego LM 358AM oraz elementu pełniącego funkcje rezystora regulowanego napięciem czyli tranzystora T 1. Klucz tranzystorowy i jego układ sterowania: by spełnić założone wymagania, wybrano układ z rodziny TOPSwitch, zawierający w swojej strukturze wysokonapięciowy tranzystor mocy MOSFET, kompletny układ sterowania oparty o technikę PWM oraz układ zabezpieczenia nadprądowego i termicznego. Do projektowanego zasilacza zastosowano układ TOP 221Y. Umieszczony jest on w obudowie TO-22/3 z trzema wyprowadzeniami: dwoma do przełączania i jednym do sterowania tranzystorem. Schemat blokowy układu TOPSwitch przedstawiony został na rys. 1.2.18. C Ic Uc KOMPARATOR AUTO RESTARTU D 5,7V 4,7V 2 1 :8 ŹRÓDŁO PRĄDOWE KOMPARATOR ZABEZPIECZENIA NADPRĄDOWEGO ZASILANIE WEWNĘTRZNE Uodn WZMACNIACZ BŁĘDU WYŁĄCZANIE ZEWNĘTRZNE D ZABEZPIECZENIE TERMICZNE OR S R RS1 _ Q AND2 WZMACNIACZ BRAMKOWY G S RESTART CLK OSCYLATOR AND1 S R RS2 Q KSZTAŁTOWANIE IMPULSU BRAMKOWEGO R E KOMPARATOR PWM Rys. 1.2.18. Schemat blokowy układu TOPSwitch Układ ten może pracować w trybach: auto-restart; normalna praca; blokowanie zewnętrzne i wewnętrzne. Zależność współczynnika wypełnienia D generowanego przez układ przebiegu od wartości prądu sterującego I C przedstawia rys. 1.2.19. Z rysunku tego wynika, że po przekroczeniu przez prąd sterujący wartości 45mA, układ przestaje działać przechodzi w tryb blokowania zewnętrznego. Oscylator wewnętrzny pracuje z częstotliwością 1 ± 1kHz. S 19

Dmax [67%] D [%] zakres pracy w trybie auto-restart Dmin [1,5%] 1,2 2,5 6,5 45 Ic [ma] Rys. 1.2.19. Zależność współczynnika wypełnienia D od prądu sterującego I C Element wykonawczy stabilizatora Aby nie dopuścić do uszkodzenia diody laserowej na wskutek zwiększenia się prądu płynącego przez nią, zastosowano sterowany szeregowy stabilizator prądu. Kryteriami wyboru tego typu stabilizatora były wymagania stawiane zasilaczowi: Stosunkowo duża wartość prądu obciążenia przy niskim napięciu; Szybkość działania układu; Nieduża wartość mocy wyjściowej P O =3,6W. W układach tego typu, reakcją na wzrost wartości natężenia prądu obciążenia musi być wzrost wartości rezystancji regulującej. W projektowanym zasilaczu funkcję rezystancji regulującej pełni tranzystor unipolarny 2SK737 firmy NEC. 2SK737 jest tranzystorem typu MOS FET (z izolowaną bramką), krzemowym, z kanałem typu n wzbogacanym. Bardzo duża impedancja wejściowa (około 1 9 Ω) sprawia, że tranzystor ten jest elementem sterowanym napięciowo. Szerokość kanału przewodzącego (a co za tym idzie rezystancja między drenem i źródłem) zależy od wartości napięcia bramka źródło U GS. Dla napięć U DS o wartościach mniejszych niż wartość U GS -U T przebiegi charakterystyk wyjściowych tranzystora MOS są prawie proste i biegną w obu kierunkach od początku układu współrzędnych. Dzięki temu tranzystor ten wykorzystano jako rezystor sterowany napięciem dla małych sygnałów zarówno dodatnich jak i ujemnych, pochodzących ze wzmacniacza błędu IC 1A. Napięcie progowe wynosi U T =1-1,5V, a maksymalny prąd drenu tego tranzystora może dochodzić do I D =2,5A, co w zupełności odpowiada założeniom konstrukcyjnym zasilacza. I D obszar liniowy obszar nasycenia (U GS -U T )=3V (U GS -U T )=2V (U GS -U T )=1V U DS Rys. 1.2.2. Charakterystyka wyjściowa tranzystora unipolarnego, z izolowaną bramką, z kanałem typu n wzbogacanym 2

I D [A] I D [ma] U GS = 7V 5V 3V 1 U GS = 1,5V 1 5 1,4V 5 2,2V 1,3V 1,2V 1,1V 1V 1,8V 1,6V 1 2 U DS [V],1,2 U DS [V] Rys. 1.2.21. Charakterystyki wyjściowe tranzystora 2SK737 Szeregową stabilizację prądu w projektowanym zasilaczu zrealizowano przez włączenie szeregowo z obciążeniem tranzystora regulującego T 1 oraz rezystora pomiarowego (R 22 =2,2Ω) (rys. 1.2.22.), na którym powstaje spadek napięcia U 22, proporcjonalny do prądu obciążenia I O. Wartość rezystancji została tak dobrana, że wartość spadku napięcia powstającego na niej w wyniku przepływu typowego prądu obciążenia jest równa około 2V. Taka wartość napięcia jest kompromisem pomiędzy ograniczeniem wprowadzanym przez wartość błędu wynikającego z istnienia wejściowego napięcia niezrównoważenia wzmacniacza operacyjnego z jednej strony, a spadkiem napięcia wyjściowego i zwiększeniem mocy wydzielanej w rezystorze z drugiej strony. Kondensator C 5 =1μF zapobiega przed dostawaniem się napięć o wyższych harmonicznych na bramkę tranzystora. U O T1 2SK737 R22 2R2 C5 1uF R8 1k R4 1k R2 2k R21 1k C14 1nF 5 6 R17 5,1k C6 2.2uF 7 R12 2k IC6 LM385 IC1B LM358 P 1k R14 13k C15 1uF R3 1k 3 2 8 IC1A LM358 7 4 C1 1nF D1 1N4148 R11 2k R5 1k FOTODIODA 1 2 Rys. 1.2.22. Schemat części regulacyjnej 21

1.2.4. Mikrolasery z pasywną modulacją dobroci 1.2.4.1 Modelowanie i optymalizacja pracy mikrolaserów W ramach realizacji zadania opracowano program komputerowy pozwalający na zoptymalizowanie pracy lasera z pasywnym modulatorem dobroci przy przyjęciu kryterium maksymalnej energii i maksymalnej mocy szczytowej impulsu, z uwzględnieniem ESA oraz przekroju wiązki laserowej w rezonatorze. Optymalizacja energetyczna bez absorpcji ze stanów wzbudzonych (model Degnana) Do wyznaczenia optymalnych parametrów lasera z pasywnym modulatorem dobroci bez uwzględnienia absorpcji ze stanów wzbudzonych wykorzystano układ trzech sprzężonych, różniczkowych równań kinetycznych, wyprowadzonych po raz pierwszy przez Szabo i Stein a, a następnie uogólnionych przez Degnana. Równania te mają następującą postać: dθ 1 θ = [ 2σnl 2σ snsls (ln( ) + L)] (1.2.2a) dt R tr dn = γθcσn (1.2.2b) dt dns = γ sσ scθns (1.2.2c) dt gdzie: θ gęstość fotonów w rezonatorze [1/cm 3 ], n chwilowa gęstość inwersji obsadzeń w ośrodku aktywnym, n s chwilowa gęstość obsadzeń stanów absorpcyjnych w nieliniowym absorberze, σ emisyjny przekrój czynny ośrodka aktywnego, σ s absorpcyjny przekrój czynny nieliniowego absorbera, l długość ośrodka aktywnego, l s długość nieliniowego 2l' absorbera, c prędkość światła w próżni, t r = czas całkowitego obiegu światła w c rezonatorze (czas własny rezonatora), l ' długość optyczna rezonatora, R współczynnik odbicia zwierciadła wyjściowego, L straty dysypacyjne po całkowitym obiegu światła w rezonatorze, γ współczynnik określający redukcję gęstości inwersji obsadzeń w ośrodku laserowym przy emisji pojedynczego fotonu; obejmuje on efekt degeneracji poziomów laserowych oraz szybkość termalizacji i relaksacji, γ s współczynnik określający redukcję gęstości obsadzeń stanów absorpcyjnych w nieliniowym absorberze przy absorpcji pojedynczego fotonu; obejmuje on efekt degeneracji poziomów absorpcyjnych oraz szybkość termalizacji i relaksacji. Pierwsze równanie opisuje zmiany strumienia fotonów θ w rezonatorze, drugie zmianę gęstości inwersji obsadzeń n w ośrodku czynnym, a trzecie zmiany gęstości osadzenia n s poziomu wzbudzonego w nieliniowym absorberze. Optymalizacja energetyczna z absorpcją ze stanów wzbudzonych (model Xiao Bass a) W wielu nieliniowych absorberach występuje absorpcja ze stanów wzbudzonych (ESA). Absorpcja ze stanów wzbudzonych charakteryzuje się bardzo szybkim czasem relaksacji między absorbującymi poziomami i w związku z tym nie wykazuje efektu nasycania się tak jak absorpcja ze stanu podstawowego (GSA). Dlatego też jej obecność powoduje wzrost strat rezonatora w warunkach nasycenia GSA (wybielenie NA).Powoduje to zmniejszenie zarówno energii jak i mocy szczytowej generowanego impulsu oraz 22

wydłużenie jego czasu trwania. Dodatkowo ESA wpływa na dynamikę zmian obsadzeń centrów absorpcyjnych w NA dla roboczej długości fali. Analizę nieliniowego absorbera wykazującego ESA po raz pierwszy przeprowadził Hercher wykorzystując czteropoziomowy układ kwantowy. Do wyznaczenia optymalnych parametrów lasera z pasywnym modulatorem dobroci z uwzględnieniem ESA wykorzystano model optymalizacji Xiao i Bass a w którym wyjściowe równania Degnan a wzbogacone zostały o równania opisujące ESA pochodzące z analizy NA przeprowadzonej przez Hercher a. Równania te mają następującą postać: dθ 1 θ = [ 2σnl 2σ gsngsls 2σ esnesls (ln( ) + L)] dt R tr (1.2.3a) dn = γθcσn dt (1.2.3b) dngs = σ gscθngs dt (1.2.3c) dnes = σ gscθngs dt (1.2.3d) ngs + nes = n (1.2.3e) gdzie: θ gęstość fotonów w rezonatorze [1/cm 3 ], n chwilowa gęstość inwersji obsadzeń w ośrodku aktywnym, n gs chwilowa gęstość obsadzeń poziomu podstawowego w nieliniowym absorberze, n es chwilowa gęstość obsadzeń poziomu wzbudzonego w nieliniowym absorberze, n całkowita koncentracja centrów absorpcyjnych w nieliniowym absorberze, σ emisyjny przekrój czynny ośrodka aktywnego, absorpcyjny przekrój czynny z poziomu podstawowego nieliniowego absorbera, absorpcyjny przekrój czynny z poziomu wzbudzonego nieliniowego absorbera, l długość ośrodka aktywnego, l s długość nieliniowego absorbera, c prędkość światła w próżni, 2l' t r = czas całkowitego obiegu światła w rezonatorze (czas własny rezonatora), l ' c długość optyczna rezonatora, R współczynnik odbicia zwierciadła wyjściowego, L straty dysypacyjne po całkowitym obiegu światła w rezonatorze, γ współczynnik określający wielkość redukcji gęstości inwersji obsadzeń w ośrodku laserowym przy emisji pojedynczego fotonu; obejmuje on efekt degeneracji poziomów laserowych oraz szybkość termalizacji i relaksacji. Optymalizacja energetyczna z uwzględnieniem absorpcji ze stanów wzbudzonych oraz geometrii rezonatora Skuteczność pasywnego przełączania strat zależy nie tylko od stałych materiałowych ośrodka aktywnego i nieliniowego absorbera ale także od geometrii rezonatora. Optymalizacji laserów z pasywnym Q-modulatorem z uwzględnieniem geometrii rezonatora dokonał dr hab.inż. W. Żendzian, wprowadzając do równań parametr powiększenia M, określonego jako stosunek powierzchni przekroju generowanej wiązki laserowej w ośrodku laserowym do powierzchni przekroju wiązki laserowej w nieliniowym absorberze. W modelu W. Żendziana wykorzystano równania wyjściowe z modelu Xiao i Bass a w których wzmocnienie i straty na jedno przejście przez rezonator zastąpiono σ gs σ es 23

odpowiednimi współczynnikami wzmocnienia k i strat ρ oraz strumień fotonów θ natężeniem promieniowania I według następujących wzorów: k = σn, (1.2.4a) I = hvcθ, (1.2.4b) a także dodatkowo uwzględniono powiększenie M wiązki laserowej w rezonatorze. Równania wyjściowe w modelu W. Żendziana mają następującą postać: di( t) l ls 1 1 l = [ k( t) s ρ g ( t) ρ e ( t) ln( ) ρ 2 D ] I( t) (1.2.5a) dt l l 2l R tr dk( t) k( t) I( t) = (1.2.5b) dt dρ g dt dρ e dt n E a ( t) I( t) ρ ( t) g g = M (1.2.5c) E ( t) I( t) ρ ( t) e = (1.2.5d) M E ( t) ne ( t) n g = e + (1.2.5e) gdzie: I ( t) natężenie promieniowania [W/cm 2 ], k( t) = σn( t) małosygnałowy współczynnik wzmocnienia w ośrodku aktywnym [1/cm], n ( t) chwilowa gęstość inwersji obsadzeń w ośrodku aktywnym, n gs ( t) chwilowa gęstość obsadzeń poziomu podstawowego w nieliniowym absorberze, n es ( t) chwilowa gęstość obsadzeń poziomu wzbudzonego w nieliniowym absorberze, n całkowita koncentracja centrów absorpcyjnych w nieliniowym absorberze, σ emisyjny przekrój czynny ośrodka aktywnego, absorpcyjny przekrój czynny z poziomu podstawowego nieliniowego absorbera, σ es absorpcyjny przekrój czynny z poziomu wzbudzonego nieliniowego absorbera, ρ t = t n t współczynnik strat wynikający z absorpcji z poziomu podstawowego g ( ) σ g ( ) g ( ) nieliniowego absorbera (GSA), ( t) ( t) n ( t) ρ e = σ e e współczynnik strat wynikający z absorpcji z poziomu wzbudzonego nieliniowego absorbera (ESA), l długość ośrodka 2l' aktywnego, l s długość nieliniowego absorbera, c prędkość światła w próżni, t r = czas c całkowitego obiegu światła w rezonatorze (czas własny rezonatora), l ' długość optyczna rezonatora, R współczynnik odbicia zwierciadła wyjściowego, ρ D współczynnik strat dysypacyjnych lasera po całkowitym obiegu światła w rezonatorze nie uwzględniający S a strat transmisyjnych rezonatora i strat wynikających z absorpcji w absorberze, M = S na stosunek powierzchni przekroju generowanej wiązki laserowej w ośrodku laserowym do hv powierzchni przekroju wiązki laserowej w nieliniowym absorberze, E a = energia γσ hv hv nasycenia dla ośrodka aktywnego, Eg = energia nasycenia dla GSA, Ee = energia σ σ g nasycenia dla ESA, γ współczynnik określający wielkość redukcji gęstości inwersji obsadzeń w ośrodku laserowym przy emisji pojedynczego fotonu; obejmuje on efekt degeneracji poziomów laserowych oraz szybkość termalizacji i relaksacji. e σ gs 24

Równania te należy oczywiście uzupełnić warunkami początkowymi: g I ( ) = I k ( ) = ki ( ) ρ gi σ g n ρ e ( ) = n g ( ) = n ρ = = (1.2.5f) Początkową wartość ρ gi często nazywa się współczynnikiem absorpcji słabego sygnału. Przedstawione powyżej równania wyjściowe pozwalają na zoptymalizowanie lasera z pasywnym Q-modulatorem. Procedury te wymagają eksperymentalnego wyznaczenia dla konkretnego lasera takich parametrów jak: początkowy współczynnik wzmocnienia k i ( z ), współczynnik strat dysypacyjnych ρ D (L), powiększenia M. Wymagają także znajomości parametrów fizycznych ośrodka laserowego i nieliniowego absorbera, które pozwalają wyznaczyć parametr jakości FOM. Wzrost sprawności generacji zoptymalizowanego lasera z pasywnym Q-modulatorem można uzyskać głównie przez zastosowanie rezonatora o powiększeniu M > 1, umieszczając nieliniowy absorber w płaszczyźnie przewężenia wiązki oraz zastosowanie nieliniowego absorbera charakteryzującego się małym przekrojem absorpcyjnym na absorpcję ze stanów wzbudzonych (duży FOM ). W budowie zwartych monolitycznych mikrolaserów możliwości regulacji powiększenia M są ograniczone. 1.2.4.2. Struktury mikrolaserów z pasywną modulacją dobroci rezonatora Kryształy Cr 4+ :YAG są najczęściej stosowanymi nieliniowymi absorberami dla promieniowania laserowego o długości fali 1.6 µm. Posiadają dobre własności termiczne, mechaniczne i spektroskopowe oraz wysoką odporność energetyczną. W strukturach mikrolaserów pasywny modulator dobroci tworzy warstwa granatu powstała w procesie epitaksjalnego wzrostu z fazy ciekłej. Metoda ta została zastosowana przez Levinsteina w roku 1971 do osadzenia na podłożach GGG cienkich warstw granatów magnetycznych stosowanych w elementach pamięciowych z domenami cylindrycznymi. W widmie absorpcji kryształów Cr 4+ :YAG wyróżnić można dwa główne pasma: I - pasmo 8 12 nm związane z przejściami 3 A 2 3 T 2 w jonach Cr 4+ w położeniach tetraedrycznych, II - pasmo 33 75 nm, które jest superpozycją pasm absorpcji jonów Cr 3+ i Cr 4+ w pozycjach oktaedrycznych oraz jonów Cr 4+ w położeniach tetraedrycznych Na rys. 1.2.23. przedstawiono widmo absorpcji monokrystalicznej warstwy Cr 4+ :YAG otrzymanej w procesie epitaksji z fazy ciekłej. Na rysunku zaznaczono również obszary odpowiadające następującym przejściom w jonach Cr 3+ i Cr 4+ : 1. 2 A 2 4 T 1 - Cr 3+ w położeniu oktaedrycznym (λ max = 431 nm) 2. 3 T 1 3 T 2 - Cr 4+ w położeniu oktaedrycznym (λ max = 482 nm) 3. 3 B 1 ( 3 A 2 ) 3 E( 3 T 1 ) + [ν] jon Cr 4+ w położeniu tetraedrycznym (λ max = 616 nm) 4. 3 B 1 ( 3 A 2 ) 3 E( 3 T 1 ) jon Cr 4+ w położeniu tetraedrycznym) (λ max = 653 nm) 25

5. 3 B 1 ( 3 A 2 ) 3 E( 3 T 2 ) jon Cr 4+ w położeniu tetraedrycznym (λ max = 896 nm) 6. 3 B 1 ( 3 A 2 ) 3 A 2 ( 3 T 1 ) + [ν] jon Cr 4+ w położeniu tetraedrycznym (λ max = 125 nm) 7. 3 B 1 ( 3 A 2 ) 3 A 2 ( 3 T 1 ) jon Cr 4+ w położeniu tetraedrycznym (λ max = 1117 nm). 5 4 1 2 Cr/Σ=,24; Cr,Mg:YAG Cr/Mg=4 6 4 Cr,Mg:YAG Cr/Σ=,24; Cr/Mg=4 3 α [cm -1 ] 2 α [cm -1 ] 2 1 3 4 2 4 6 8 1 12 λ [nm] 5 6 7 4 6 8 1 12 λ [nm] Rys.1.2.23. Widmo absorpcji warstwy epitaksjalnej Cr,Mg:YAG W warstwach epitaksjalnych wartości λ max dla kolejnych przejść różną od kilku do kilkunastu nm w stosunku do materiału objętościowego i zależą od koncentracji jonów chromu w warstwie epitaksjalnej. Pasmo absorpcyjne 8 12 nm, stanowiące superpozycję przejść 5, 6 i 7 cechuje absorpcja nieliniowa, charakterystyczna dla kryształów zawierających jony Cr 4+ w położeniach tetraedrycznych. Występowanie tego pasma i jego cechy zadecydowały o szerokim stosowaniu kryształów tlenkowych domieszkownych jonami Cr 4+ jako pasywnych modulatorów dobroci rezonatorów laserów generujących promieniowanie w zakresie,9 1,1 µm. 1 1 8 8 6 6 T [%] 4 T [%] 4 2 GGG Cr,Mg:GGG/GGG Cr,Mg:GGG/Nd:GGG 2 4 6 8 1 12 λ [nm] YAG 2 Cr,Mg:YAG/YAG Cr,Mg:YAG/Nd:YAG 2 4 6 8 1 12 λ [nm] Rys.1.2.24. Widma absorpcji podłoża i struktur mikrolaserów Cr 4+ :GGG / GGG i Cr 4+ :YAG / YAG 26

1.2.4.3. Badania struktur epitaksjalnych wysokorozdzielczą dyfraktometrią rentgenowską Do oceny jakości strukturalnej warstw i określenia względnego niedopasowania stałych sieci warstw epitaksjalnych i podłoża stosuje się metodę wysokorozdzielczej dyfraktometrii rentgenowskiej. Pomiary XRD struktur epitaksjalnych przeprowadzono z użyciem wysokorozdzielczego quasi-równoległego dyfraktometru rentgenowskiego z monochromatorem Ge (4). Układ ten zapewnia otrzymanie monochromatycznej, o malej rozbieżności wiązki pierwotnej Cu K α1 z dyspersją długości fali λ/λ 2,8x1-4, gdzie λ = 3,8x1-3 Å jest różnicą długości fali dubletu K α1 i K α2 promieniowania Cu K α. Pomiary przeprowadzono w symetrycznym odbiciu 444 YAG promieniowania Cu K α1. Intensity [a.u.] 3.x1 5 2.5x1 5 2.x1 5 1.5x1 5 1.x1 5 5.x1 4. 5.8 5.9 51. 51.1 51.2 51.3 51.4 2Θ [deg] Intensity [a.u.] 3.x1 5 2.5x1 5 2.x1 5 1.5x1 5 1.x1 5 5.x1 4. 5.8 5.9 51. 51.1 51.2 51.3 51.4 2Θ [deg] Rys. 1.2.25. Piki dyfraktometryczne struktur Cr,Mg:GGG/GGG W zależności od składu roztworu wyjściowego dla obydwu przypadków epitaksji warstw Cr 4+ :YAG i Cr 4+ :GGG otrzymano struktury o różnym dopasowaniu sieciowym. Dyfraktogramy struktur niedopasowanych sieciowo cechowały dwa piki dyfrakcyjne rys. 1.2.25. Dla struktur właściwie dopasowanych o najniższych naprężeniach wewnętrznych otrzymywano pojedynczy pik dyfrakcyjny o małej szerokości połówkowej (FWHM,35 ). Określenie warunków wzrostu warstw, których stała sieci jest zbliżona do stałej sieci podłoża umożliwiło otrzymanie monokrystalicznych warstw Cr,Mg:YAG, Cr,Mg:GGG i o grubości do 2 µm. Na Fot. 1.2.6. przedstawiono fotografię badanych struktur. Fot.1.2.6 Fotografia badanych strukturach epitaksjalnych Cr 4+ :GGG / GGG i Cr 4+ :YAG / YAG o różnej grubości warstwy epitaksjalnej i różnej koncentracji jonów Cr 4+ 27

1.2.4.4. Badania nieliniowej absorpcji warstw Cr 4+ :GGG, Cr 4+ :YAG Badano zmiany transmisji próbek z warstwami epitaksjalnymi Cr 4+ :YAG i Cr 4+ :GGG o różnej koncentracji jonów Cr 4+ w funkcji gęstości mocy promieniowania o długości fali 164 nm. Gęstość energii impulsu diagnostycznego zmieniano w zakresie.1 J/cm 2 1 J/cm 2. Na rys.1.2.26 przedstawiono wyniki pomiarów zmian transmisji w funkcji gęstości energii promieniowania o długości fali 164 nm uzyskane dla próbek Cr 4+ :GGG o różnej koncentracji jonów Cr 4+. Wyniki pomiarów zależności transmisji absorbera w funkcji gęstości energii T(E) aproksymowano zależnością Frantza-Nodvika. Wyznaczenie wartości przekroju czynnego dla nieliniowego absorbera nie wykazującego absorpcji ze stanów wzbudzonych polega na porównaniu wyników pomiarów jego nieliniowej transmisji (zależność T(E)) z funkcją określoną formułą Frantza-Nodvika. Dla zadanej wartości początkowej transmisji nieliniowego absorbera istnieje tylko jedna wartość absorpcyjnego przekroju czynnego (a tym samym energii nasycenia), która dobrze aproksymuje wyniki pomiarów nieliniowej transmisji. Punkty pomiarowe aproksymowano krzywą Frantza-Nodvika przyjmując wartość absorpcyjnego przekroju czynnego σ=1.8 1-18 cm 2. Wyniki pomiarowe wskazują, że Cr 4+ :GGG jest nieliniowym absorberem wykazującym absorpcję ze stanów wzbudzonych. W tym przypadku obraz propagacji promieniowania w nieliniowym absorberze zmienia się zasadniczo w porównaniu do przypadku braku absorpcji ze stanów wzbudzonych. Rys. 1.2.26. Zmiany transmisji badanych próbek Cr 4+ :GGG pod wpływem promieniowania laserowego 164 nm. Wyniki pomiarów porównano z zależnością Frantza-Nodvika Analizę nieliniowego absorbera, który charakteryzuje dodatkowe pasmo absorpcyjne (drugi poziom wzbudzony) o stosunkowo krótkim czasie życia, przy założeniu, że podstawowe pasmo absorpcyjne (pierwszy poziom wzbudzony) jest długożyciowe, można przeprowadzić całkując równanie transportu z równaniem materiałowym ośrodka absorpcyjnego w przybliżeniu energetycznym. Zmianę gęstości energii impulsu w nieliniowym absorberze opisuje znane równanie : de dz σ E E = h N E h + 2 σ1 σ 2 ν 1 1 exp α σ1 ν hν gdzie: E - gęstość energii promieniowania, hν - energia fotonu, N - całkowita koncentracja centrów absorbujących, N = N 1 + N 2 N 1 - obsadzenie pierwszego poziomu wzbudzonego, N 2 - obsadzenie drugiego poziomu wzbudzonego, σ 1 σ GSA - absorpcyjny przekrój czynny dla przejść z poziomu podstawowego, σ 2 σ ESA - absorpcyjny przekrój czynny dla przejść z poziomu wzbudzonego, (1.2.6) 28

α - współczynnik strat rozproszeniowych (nierezonansowych) Analizę parametrów spektroskopowych nieliniowych absorberów opisywanych równaniem różniczkowym (1.2.6) przeprowadzono metodą optymalizacji nieliniowej z ograniczeniami, rozwiązując zagadnienie odwrotne polegające na wyznaczeniu stałych materiałowych nieliniowego absorbera, takich jak absorpcyjne przekroje czynne σ GSA i σ ESA oraz koncentracja centrów absorpcyjnych N i straty rozproszeniowe α na podstawie danych pomiarowych zależności transmisji absorbera w funkcji gęstości energii padającego promieniowania. Rys. 1.2.27. Porównanie danych pomiarowych zależności T(E) uzyskanych dla Cr 4+ :GGG z wynikami obliczeń teoretycznych otrzymanych z rozwiązania równania (1.2.1) Na rys.1.2.27 porównano dane pomiarowe zależności T(E) uzyskane dla Cr 4+ :GGG z wynikami obliczeń teoretycznych otrzymanych z rozwiązania równania (1.2.1). Procedurę taką zastosowano do wszystkich badanych próbek nieliniowych absorberów. Na rys.1.2.28. przedstawiono wybrane charakterystyki prześwietleniowe dla struktur z cienkimi warstwami Cr 4+ :GGG, Cr 4+ :YAG. Opisy próbek z literą T dotyczą nieliniowych absorberów poddanych procesowi wygrzewania. transmisja 1,9,8,7,6 Nieliniowy absorber CrMg43,5 W wyniku aproksymacji otrzymano: Es=.74 [mj/cm2],4 To=.41,3,2,1,5,1,15,2,25,3,35,4,45 gęstość energii [J/cm2] transmisja 1,9,8,7,6 Nieliniowy absorber NdCrMg3,5 W wyniku aproksymacji otrzymano:,4 Es=.87 [mj/cm2] To=.39,3,2,1,5,1,15,2,25,3,35,4,45 gęstość energii [J/cm2] transmisja 1,9,8,7,6,5 Nieliniowy absorber NdCrMg6,4 W wyniku aproksymacji otrzymano: Es=.54 [mj/cm2] To=.33,3,2,1,5,1,15,2,25,3,35,4 gęstość energii [J/cm2] 1 1,9 1,9,8,9,8,8,7,7,7 transmisja,6,5,4,3 Nieliniowy absorber CrMg28 W wyniku aproksymacji otrzymano: Es=.57[mJ/cm2] To=.43 transmisja,6,5,4,3 Nieliniowy absorber CrMgYAG22T W wyniku aproksymacji otrzymano: Es=.33 [mj/cm2] To=.34 transmisja,6,5,4,3 Nieliniowy absorber CrMgYAG22 W wyniku aproksymacji otrzymano: Es=.18 [mj/cm2] To=.27,2,2,2,1,5,1,15,2,25,3,35,4,45 gęstość energii [J/cm2],1,5,1,15,2,25,3,35,4 gęstość energii [J/cm2],1,5,1,15,2,25,3,35,4 gęstość energii [J/cm2] Rys. 1.2.28. Zmiany transmisji warstw Cr 4+ :GGG i Cr 4+ :YAG pod wpływem promieniowania laserowego 164 nm. Wyniki pomiarów porównano z zależnością Frantza-Nodvika 29

Na podstawie przeprowadzonej analizy numerycznej wyznaczono podstawowe parametry nieliniowych absorberów. Wyniki pomiarów i przeprowadzonych oszacowań dla przykładowych struktur zestawiono w tabeli 1.2.1. Dla porównania zamieszczono koncentrację jonów Cr 4+ w położeniach tetraedrycznych obliczoną z zależności: gdzie α 1,6 współczynnik absorpcji dla λ = 1,6 µm σ 1,6 przekrój czynny na absorpcję α 1,6 [cm -1 ] = N(Cr 4+ )σ 1,6 (1.2.7) Tabela 1.2.1 Parametry spektroskopowe wybranych, nieliniowych absorberów epitaksjalnych Próbka Absorpcyjny przekrój Koncentracja centrów Koncentracja centrów czynny absorpcyjnych Cr 4+ Cr 4+ (ze wzoru 1.2.7) Cr 4+ :GGG GGG 143 σ GSA = 2.5 1-18 cm 2 σ ESA = 1.1 1-18 cm 2 N = 5.3 1 18 cm -3 5,1 1 18 cm -3 GGG 112 σ GSA = 2.5 1-18 cm 2 σ ESA =.25 1-18 cm 2 N = 3 1 18 cm -3 GGG 92 σ GSA = 2.5 1-18 cm 2 σ ESA =.3 1-18 cm 2 N = 4.8 1 17 cm -3 GGG 25T σ GSA = 2.5 1-18 cm 2 σ ESA =.2 1-18 cm 2 N = 1.7 1 18 cm -3 GGG 27 σ GSA = 2.5 1-18 cm 2 σ ESA = 1.2 1-18 cm 2 N = 1.5 1 18 cm -3 GGG 3 σ GSA = 2.5 1-18 cm 2 σ ESA = 2.1 1-18 cm 2 N = 1.4 1 18 cm -3 Cr 4+ :YAG YAG 16 σ GSA = 3.2 1-18 cm 2 σ ESA =.72 1-18 cm 2 N = 5.7 1 17 cm -3 2,1 1 18 cm -3,9 1 18 cm -3 2,4 1 18 cm -3 1,6 1 18 cm -3 1,6 1 18 cm -3 7,8 1 17 cm -3 YAG 16T σ GSA = 3.2 1-18 cm 2 σ ESA =.24 1-18 cm 2 N = 1.7 1 18 cm -3 1,15 1 18 cm -3 YAG 19 σ GSA = 3.2 1-18 cm 2 σ ESA =.23 1-18 cm 2 N = 1.48 1 18 cm -3 YAG 19T σ GSA = 3.2 1-18 cm 2 σ ESA =.7 1-18 cm 2 N = 1.45 1 18 cm -3 YAG 22 σ GSA = 3.2 1-18 cm 2 σ ESA =.11 1-18 cm 2 N = 1.29 1 18 cm -3 YAG 22T σ GSA = 3.2 1-18 cm 2 σ ESA = 1.12 1-19 cm 2 N = 6.1 1 18 cm -3 1,15 1 18 cm -3 1,6 1 18 cm -3 1,6 1 18 cm -3 2,3 1 18 cm -3 3

Wyznaczona wartość absorpcyjnego przekroju czynnego σ GSA dla długości fali 164 nm dla warstw Cr 4+ :YAG wynosi 3,2x1-18 cm 2. Wartość ta jest równa określonej dla monokryształów Cr 4+ :YAG wartości σ GSA. Dla warstw C 4+ :GGG otrzymano wartość σ GSA = 2,5x1-18 cm 2 czyli dwukrotnie mniejszą niż dla monokryształów Cr 4+ :GGG. Mniejsza wartość przekroju czynnego σ GSA warstw Cr,Mg:GGG w porównaniu z σ GSA warstw Cr,Mg:YAG odpowiada obliczeniom Merkle, zgodnie z którymi dla monokryształów GGG i YAG zawierających jony Cr 4+ przekrój czynny σ GSA (Cr 4+ :GGG) powinien być dwukrotnie mniejszy od σ GSA (Cr 4+ :YAG). Koncentracja centrów Cr 4+ w otrzymanych warstwach jest o rząd większa w porównaniu z kryształami objętościowymi. 1.2.5. Demonstratory mikrolaserów z pasywną modulacją dobroci Fot.1.2.7. Fotografia demonstratorów mikrolaserów z pasywną modulacją dobroci rezonatora i przetwarzaniem częstotliwości promieniowania pompowanych diodami z wyjściem światłowodowym 31

1.2.5.1. Badania charakterystyk generacyjnych, czasowych i przestrzennych mikrolaserów Cr 4+ :YAG/Nd:YAG, Cr 4+ :GGG/Nd:GGG i mikrolaserów SHG YAG (SHG YVO 4 ) Optymalizacja koncentracji jonów Cr 4+ w strukturach epitaksjalnych Cr 4+ :GGG / GGG i Cr 4+ :YAG / YAG pozwoliła na uzyskanie stabilnej generacji ciągu impulsów. Na rys.1.2.29. przedstawiono oscylogramy generacji mikrolaserów Cr 4+ :GGG / Nd:GGG, a na rys. 1.2.3. oscylogramy generacji monoimpulsowej mikrolaserów Cr 4+ :YAG/Nd:YAG. Fotografie badanych struktur mikrolaserów przedstawiono na fot. 1.2.8. Fot. 1.2.8. Fotografia badanych struktur mikrolaserów Rys. 1.2.29. Oscylogramy generacji mikrolaserów Cr 4+ :GGG/Nd:GGG. Grubość warstwy modulatora d = 6 µm 32

Rys. 1.2.3. Oscylogramy generacji mikrolaserów Cr 4+ :YAG/Nd:YAG. Grubość warstwy modulatora d = 1 µm Na rys.1.2.31. przedstawiono podstawowe charakterystyki wyjściowe mikrolaserów Cr 4+ :YAG / Nd:YAG zależność mocy średniej, częstotliwości repetycji, energii impulsów i czasu trwania impulsów od mocy pompy, a na rys. 1.2.32. charakterystyki wyjśćiowe mikrolasera SHG Nd:YAG. Średnia moc wyjściowa [mw] 14 12 mikrolaser nr 1 y =,33x - 9,395 1 mikrolaser nr 2 8 y =,28x - 9,4663 6 4 2 3 4 5 6 7 8 Moc diody pompującej [mw] Energia impulsu [uj] 2,5 2 mikrolaser nr 2 1,5 1,5 mikrolaser nr 1 3 4 5 6 7 8 Moc diody pompującej [mw] Czas trwania impulsu [ns] 12 1 8 6 4 2 mikrolaser nr 1 mikrolaser nr 2 3 35 4 45 5 55 6 65 7 75 Moc diody pompującej [mw] Częstotliwość generacji [khz] 16 14 12 1 8 6 4 2 mikrolaser nr 1 mikrolaser nr 2 3 35 4 45 5 55 6 65 7 75 Moc diody pompującej [mw] Rys. 1.2.31. Zależność mocy średniej, energii impulsów, czasu trwania impulsów i częstotliwości repetycji mikrolaserów Cr 4+ :YAG/Nd:YAG od mocy pompy 33

Średnia moc wyjściowa [mw] 1 8 6 4 2 3 34 38 42 46 5 54 58 Moc diody pompującej [mw] Energia impulsu [uj].9.8.7.6.5.4.3.2.1 3 34 38 42 46 5 54 58 Moc diody pompującej [mw] Częstotliwość generacji [khz] 9 8 7 6 5 4 3 2 1 3 35 4 45 5 55 6 65 Czas trwania impulsu [ns] 4 3,5 3 2,5 2 1,5 1,5 45 5 55 6 Moc diody pompującej [mw] Moc diody pompującej [mw] Rys. 1.2.32. Zależność mocy średniej, energii impulsów, częstotliwości repetycji i czasu trwania impulsów mikrolaserów SHG YAG od mocy pompy Dla obydwu typów mikrolaserów uzyskano generację w podstawowym modzie poprzecznym TEMoo. Przykładowe rozkłady przestrzenne generowanego promieniowania mikrolaserów przedstawiono na rys.1.2.33. Rys. 1.2.33. Rozkład przestrzenny wiązki promieniowania generowanego przez mikrolasery Cr 4+ :GGG/Nd:GGG i Cr 4+ :YAG/Nd:YAG 1.2.6. Podsumowanie Przyjęte do realizacji zadanie zostało wykonane. Przeprowadzono badania charakterystyk generacyjnych mikrolaserów dla generacji 164 nm oraz mikrolaserów z przetwarzaniem częstotliwości generacji na drugą harmoniczną (SHG). Wyznaczono charakterystyki widmowe, czasowe i przestrzenne, dokonano pomiarów rozkładów poprzecznych generowanego promieniowania. W układzie interferometru Michelsona 34