Nd:YLF лазер с длиной волны 1047 нм для диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, кандидат наук Макаров Артем Михайлович
Макаров Артем Михайлович
кандидат наук
2023
- Специальность ВАК РФ00.00.00
- Количество страниц 296
Оглавление диссертации кандидат наук Макаров Артем Михайлович
Реферат
Synopsis
Введение
Глава 1. Аналитический обзор
1.1. Свойства активной среды Nd:YLF
1.2 Сравнение свойств кристаллов Nd:YLF и Nd:YAG
1.3 Наносекундные лазеры на кристаллах Nd:YLF
1.3.1 Генерация наносекундных импульсов
1.3.2 Усиление наносекундных импульсов
1.3.3 Применение эффекта обращения волнового фронта в мощных лазерных усилителях для компенсации термически наведенных аберраций
1.4 Выводы по Главе
Глава 2. Разработка задающего генератора 1047 нм Nd:YLF лазера
2.1 Задающий генератора 1047 нм Nd:YLF лазера с ламповой накачкой
2.1.1 Схема задающего генератора с пассивной модуляцией добротности с ламповой накачкой
2.1.2 Схема задающего генератора с активной модуляцией добротности с ламповой накачкой
2.1.3 Усиление импульсов задающего генератора с активной модуляцией добротности в усилителе 1047 нм Nd:YLF лазера с ламповой накачкой
2.1.4 Выводы по результатам исследования параметров 1047 нм Nd:YLF лазера с ламповой накачкой
2.2 Схема задающего генератора 1047 нм Nd:YLF лазера со стоячей волной с применением метода сидинга
2.3 Схема регенеративного усилителя с кольцевым резонатором с сидингом
2.3.1 Оценка энергетических параметров регенеративного усилителя
2.3.2 Макетирование и исследование параметров регенеративного усилителя с кольцевым резонатором с сидингом
2.4 Выводы по Главе
Глава 3. Разработка усилителя и конструирование излучателя 1047 нм Nd:YLF лазера с диодной накачкой
3.1 Разработка и исследование квантронов усилителя с диодной накачкой
3.2 Оптическая схема усилителя 1047 нм Nd:YLF лазера с диодной накачкой
3.3 Конструкция излучателя 1047 нм Nd:YLF лазера с диодной накачкой
3.4 Выводы по Главе
Глава 4. Экспериментальное исследование параметров 1047 нм Nd:YLF лазера с диодной накачкой
4.1 Проверка параметров излучения 1047 нм Nd:YLF лазера
4.2 Исследование долговременной стабильности основных параметров излучения 1047 нм Nd:YLF лазера при наработке 100 млн импульсов
4.2.1 Измерение параметров лазерного излучения перед наработкой
100 млн импульсов
4.2.2 Долговременная наработка лазером 100 млн импульсов
4.2.3 Контроль коэффициента усиления в квантронах усилителя в процессе наработки 100 млн импульсов
4.2.4 Контроль параметров задающего генератора
4.2.5 Расходимость излучения в дальней зоне
4.2.6 Исследование параметров лазера при повышенной частоте следования импульсов
4.3 Выводы по Главе
Заключение
Список сокращений
Список условных обозначений
Список литературы
Приложение А. Акт внедрения
Приложение Б. Список публикаций
Реферат
Общая характеристика диссертации
Актуальность темы исследования. С момента своего появления твердотельные импульсно-периодические лазеры нашли широкое применение во многих областях науки и техники, включая производственные технологии [1, 2, 3], медицину [4, 5, 6], дистанционное зондирование [7, 8, 9]. Одним из наиболее важных направлений уже долгое время является применение твердотельных лазеров для решения задач термоядерного синтеза [10, 11, 12]. Так для инерциального термоядерного синтеза [13, 14] в проекте National Ignition Facility (NIF) Ливерморской Национальной лаборатории сжатие и нагрев дейтерий-тритиевой мишени осуществлялось с помощью лазерного излучения с суммарной энергией 1,8 МДж (мощность 500 ТВт) на длине волны 351 нм. Достижение такой мощности излучения оказалось возможным за счет использования системы из 192 усилителей на неодимовом стекле [15].
Помимо задач собственно получения плазмы, широкое применение лазеры нашли в качестве средства бесконтактной диагностики плазмы [16, 17, 18].
В реакторных установках для управляемого термоядерного синтеза [19, 20, 21] один из основных способов диагностики удерживаемой плазмы основан на методе томсоновского рассеяния лазерного излучения, который позволяет определять электронную температуру Те и электронную плотность N6 плазмы [22, 23, 24].
Первые эксперименты по диагностике плазмы с использованием томсоновского рассеяния были описаны в работе [25]. За прошедшее время этот метод стал неотъемлемой частью системы диагностики во всех крупных установках по удержанию высокотемпературной плазмы [26, 27, 28].
Основная трудность в определении электронной плотности N и электронной температуры Т плазмы заключается в том, что интенсивность сигнала рассеянного излучения - абсолютная и относительно падающего сигнала - слишком мала.
Как правило, регистрирующая система томсоновского рассеяния основана на полихроматорах с интерференционными фильтрами [29, 30]. Так как интенсивность рассеянного излучения очень мала, регистрирующая система работает в режиме счета фотонов. Вследствие этого чувствительность системы диагностики может сильно зависеть от фонового излучения плазмы в ближнем ИК диапазоне [31, 32].
Еще одной важной проблемой является изменение спектральных характеристик пропускания оптических компонентов внутри установки по удержанию плазмы. Большие потоки заряженных частиц, уровень температур и радиации внутри вакуумной камеры приводят к эрозии стенок вакуумной камеры, вследствие чего частицы грязи накапливаются в каналах с установленными диагностическими оптическими элементами. Это приводит к существенному ухудшению пропускания оптических элементов и изменению их спектров пропускания [33]. Поскольку доступ к этим элементам для обслуживания зачастую невозможен, калибровка их параметров, в первую очередь спектрального пропускания, приобретает первостепенное значение.
Абсолютная калибровка с помощью рэлеевского или рамановского рассеяния излучения на газовой мишени [18] проводится для измерений электронной плотности N плазмы.
Относительная калибровка проводится для измерений электронной температуры ^ плазмы. Один из методов предполагает использование стандартного источника излучения для освещения контролируемой оптической линии. Отраженный свет направляется с помощью оптического делителя на спектрометр для оценки оптического пропускания во времени.
Данный метод хорошо подходит для независимой калибровки лазерной линии и линии с собирающей оптикой. Однако его можно использовать только при высокой точности юстировки собирающей оптики, максимально увеличивая сигнал рассеянного на плазме или газовой мишени лазерного излучения.
Еще один метод заключается в использовании лазеров с различными длинами волн и сравнении спектров их рассеянного излучения [34, 35], что позволяет определить электронную температуру и неизвестное, плавно меняющееся во времени спектральное пропускание различных каналов системы регистрации.
В [33] авторы предложили использовать мультиволновую диагностику диверторной плазмы в токамаке проекта ITER. В предложенном методе Nd:YAG лазер с длиной волны 1064 нм используется для проведения основных измерений параметров удерживаемой плазмы в диапазоне от 1 эВ до 200 эВ. Использование дополнительных калибровочных лазеров позволяет существенно расширить диапазон исследований. Так, в сочетании с Nd:YLF лазером с длиной волны 1047 нм возможно проводить измерения и калибровку спектральных каналов в диапазоне электронной температуры плазмы от 5 эВ до 500 эВ. Использование Nd:YAG лазера с длиной волны 946 нм позволяет еще больше расширить диапазон исследований - от 500 эВ до 5 кэВ. Калибровка проводится по соотношению пар сигналов томсоновского рассеяния излучения с длиной волны 1064 нм и 1047 нм и 1064 нм и 946 нм соответственно.
Важным преимуществом такого метода является возможность одновременного измерения параметров плазмы и калибровки спектральных каналов, так как спектральное пропускание вакуумных окон или зеркал, установленных внутри вакуумной камеры, может изменяться непосредственно в ходе удержания плазмы.
Основные требования, которым должны удовлетворять лазеры для данного применения, представлены в [33] и [36]. Лазеры должны обладать энергией импульсов не менее 2 Дж (для Nd:YAG и Nd:YLF лазеров), длительностью импульса 3 нс и высоким качеством излучения (близким к дифракционному). Короткая длительность импульса с резким передним фронтом в сочетании с высокоскоростной регистрирующей системой помогает отделить полезный сигнал томсоновского рассеяния от паразитного излучения, отраженного от близко расположенных элементов первой стенки вакуумной камеры. Частота повторения лазеров 50 Гц определяется временным разрешением системы диагностики (20 мс). Кроме того, для обеспечения синхронизации моментов генерации лазеров нестабильность положения лазерных импульсов во времени относительно внешнего синхроимпульса (джиггер) не должна превышать 20 нс.
Данная диссертационная работа посвящена разработке импульсно-периодического лазера с длиной волны излучения 1047 нм, который обладает набором параметров излучения, необходимыми для использования в системе диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния.
В таблице 1 представлены требования, предъявляемые к разрабатываемому лазеру.
Таблица 1 - Требования параметров излучения разрабатываемого лазера.
Параметр Значение
Длина волны излучения, нм
Энергия в импульсе, Дж
Длительность импульса, нс 3±0,5
Частота следования импульсов, Гц
Джиттер импульса генерации относительно внешнего синхроимпульса, не более, нс
Расходимость излучения по уровню 0,5
50% энергии, не более, мрад
Целью диссертационной работы является разработка импульсно-периодического лазера с длиной волны излучения 1047 нм, обладающего набором параметров лазерного излучения, позволяющим использовать лазер в качестве калибровочного лазера в системе диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния
лазерного излучения.
Научные задачи:
1. Исследование свойств активной среды Nd:YLF для генерации и усиления лазерного излучения с длиной волны 1047 нм.
2. Исследование методов генерации и усиления наносекундных импульсов.
3. Выбор оптической схемы излучателя лазерного источника, позволяющего получать требуемые параметры излучения.
4. Разработка технических решений, направленных на достижение требуемых параметров лазерного излучения.
5. Исследование характеристик разработанного лазера (энергия в импульсе, длительность импульса и стабильность временного профиля импульса, длина волны излучения, расходимость излучения, джиггер).
Методы исследования. При проведении исследований применялись следующие методы исследования:
- Положения геометрической оптики;
- Положения теории оптических аберраций;
- Положения теории усиления света в среде;
- Стандартизированные экспериментальные методы измерений и исследований основных характеристик лазерного излучения (энергия в
импульсе, длительность импульса и стабильность временного профиля импульса, длина волны излучения, расходимость излучения, джиггер).
Достоверность результатов подтверждается соответствием экспериментально полученных данных теоретическим оценкам, проведенным с использованием общепринятых моделей. Математическое моделирование, теоретические оценки и обработка полученных экспериментальных данных осуществлялись при помощи программных пакетов MathCad, OriginPRO, MATLAB и Wolfram Mathematica. 3D-моделирование конструкции лазерного излучателя проведено в системе автоматизированного проектирования SolidWorks. В экспериментах использовались поверенные и аттестованные средства измерений и оборудование.
Основные положения, выносимые на защиту.
1. Применение схемы задающего генератора с активной средой Nd:YLF, основанной на усилении импульсов, вырезанных из непрерывного излучения полупроводникового 1047 нм лазера с распределенной обратной связью, в кольцевом резонаторе регенеративного усилителя с продольной накачкой, позволяет получить наносекундные импульсы с высокой стабильностью формы и длительности импульса, а также низким джиттером
Л
и с качеством излучения близким к дифракционному (М ~1,05).
2. Применение крупногабаритных активных элементов Nd:YLF с п ориентацией поляризации (вектор электрического поля Е параллелен кристаллографической оси с, Е || с) с размерами 012x140 мм и 010x140 мм в квантронах усилителя с поперечной накачкой позволяет обеспечить коэффициенты усиления ~15 и ~25 соответственно и запасенную энергию не менее 1,7 Дж в каждом активном элементе, достаточные для достижения энергии импульсов 2 Дж на длине волны 1047 нм в схеме двухкаскадового двухпроходового усилителя.
3. Архитектура 1047 нм Nd:YLF лазера, основанная на схеме задающего генератора в виде кольцевого РУ с впрыском излучения от одночастотного полупроводникового 1047 нм лазера с распределенной обратной связью и двухпроходовом двухкаскадном усилителе с диодной накачкой и жидким ВРМБ-зеркалом (перфтороктан C8F18) позволяет получать высокостабильные импульсы излучения длительностью 3 нс на частоте повторения 50 Гц с джоулевым уровнем энергии, требуемые для решения задач диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния. Джиттер импульсов генерации лазера не превышает значения 0,5 нс.
Научная новизна диссертации заключается в следующем:
1. Для активной среды Nd:YLF предложена и экспериментально реализована схема задающего генератора 1047 нм Nd:YLF лазера, основанная на регенеративном усилителе с кольцевым резонатором с продольной накачкой, в который впрыскиваются импульсы, вырезанные из непрерывного излучения полупроводникового 1047 нм лазера. Данная схема позволяет получить наносекундные импульсы с высокой стабильностью формы и длительности импульса, а также низким джиттером (не более 0,5 нс) и с
Л
качеством излучения близким к дифракционному (М ~1,05).
2. Предложена и экспериментально реализована схема двухпроходового усилителя 1047 нм Nd:YLF лазера, основанная на использовании двух усилительных каскадов с крупногабаритными активными элементами Nd:YLF с размерами 012x140 мм и 010x140 мм, которые накачиваются поперечно с помощью лазерных диодных матриц на частоте повторения импульсов 50 Гц. Второй проход усилителя обеспечивается за счет использования жидкого ВРМБ-зеркала (перфтороктан C8F18), обращающего волновой фронт и корректирующего аберрации излучения, усиленного на первом проходе усилителя. Показано, что данная схема усилителя позволяет усиливать импульсы задающего генератора до требуемого значения энергии в импульсе 2 Дж.
3. Для активной среды Nd:YLF впервые получено излучение с длиной волны 1047 нм с энергией в импульсе 2 Дж, длительностью импульса 3 нс на частоте повторения 50 Гц. Джиттер импульсов генерации не превышает 0,5 нс. Полученные характеристики излучения соответствуют требованиям, предъявляемым к калибровочным лазерам систем диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния.
Практическая значимость диссертации заключается в том, что использование разработанного 1047 нм Nd:YLF лазера с диодной накачкой в качестве калибровочного лазера позволило впервые провести эксперименты по мультиволновой диагностике плазмы методом томсоновского рассеяния на токамаке Глобус-М2 в Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе. Полученные в ходе экспериментов результаты имеют важное практическое значение для реализации мультиволновой диагностики диверторной плазмы в экспериментальном токамаке проекта ITER.
Планируется внедрение разработанного лазера в состав системы диагностики плазмы токамака Глобус-М2.
Внедрение результатов работы. Результаты диссертационного исследования внедрены в научную и производственную деятельность на предприятии ООО «Лазеры и оптические системы».
Апробация работы. Результаты диссертационной работы были представлены в виде устных и стендовых докладов на следующих конференциях и выставках:
• 20-ая Международная конференция «Оптика лазеров» (ICLO 2022)
• XII Всероссийский конгресс молодых ученых (КМУ 2023)
• XI Всероссийский конгресс молодых ученых (КМУ 2022)
• 19-ая Международная конференция «Оптика лазеров» (ICLO 2020)
• X Всероссийский конгресс молодых ученых (КМУ 2021)
• IX Всероссийский конгресс молодых ученых (КМУ 2020)
• 51 -ая Научная и учебно-методическая конференция Университета ИТМО
• 50-ая Научная и учебно-методическая конференция Университета ИТМО
• ХЫХ научная и учебно-методическая конференция Университета ИТМО
Личный вклад автора.
Представленная диссертация является законченным научным исследованием и написана лично автором. Аналитический обзор литературных источников подготовлен лично автором. Формулировка целей и задач исследования осуществлялись совместно с научным руководителем. Представленные в работе теоретические оценки и экспериментальные результаты, а также выбор технических решений, обеспечивающих характеристики разработанного лазера, осуществлены лично автором или при его непосредственном участии. Анализ результатов и формулировка выводов проведены автором лично. Подготовка публикаций по результатам научной деятельности проводилась совместно с научным руководителем и соавторами при основополагающем вкладе автора. Основное содержание диссертации и защищаемые положения отражают непосредственный вклад автора.
Структура и объем диссертации. Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав и заключения. Основной текст работы изложен на 295 страницах, содержит 80 рисунков и 12 таблиц. Список использованной литературы включает 107 публикаций.
Рекомендованный список диссертаций по специальности «Другие cпециальности», 00.00.00 шифр ВАК
Пикосекундный Nd:YAG лазер для лунного лазерного дальномера2019 год, кандидат наук Балмашнов Роман Владимирович
«Твердотельные квантроны с диодной накачкой ближнего ИК-диапазона, работающие в широком температурном диапазоне без активной системы термостабилизации»2022 год, кандидат наук Сафронова Елена Сергеевна
Суперлюминесцентная параметрическая генерация света в кристалле PPLN с накачкой от Nd:YAG лазера с СЗАОМ2019 год, кандидат наук Яковин Михаил Дмитриевич
Пикосекундные Nd:YAG лазеры для прецизионной спутниковой локации2022 год, кандидат наук Коваль Владислав Вячеславович
Генерация и усиление лазерных импульсов в среднем ИК диапазоне в эрбиевых кристаллах и халькогенидах, легированных ионами железа2022 год, кандидат наук Пушкин Андрей Владимирович
Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Nd:YLF лазер с длиной волны 1047 нм для диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния»
Содержание работы Во введении обоснована актуальность диссертационной работы.
В первой главе диссертации рассмотрены свойства анизотропной активой среды Кё:УЬЕ, которая используется для генерации излучения с длиной волны 1047 нм, а также приведен аналитический обзор, в котором представлены основные способы генерации и усиления наносекундных импульсов при работе с активной средой Кё:УЬЕ.
Кристалл Кё:УЬБ является четырёхуровневой активной средой (рисунок 1). Накачка кристалла происходит с нижнего уровня до верхнего уровня 4Б5/2 и сопровождается быстрым безызлучательным переходом на
уровень Б
3/2.
Рисунок 1 - Схема лазерных уровней кристалла Кё:УЬБ [37] Помимо переходов на 1047 нм и 1053 нм в кристалле Кё:УЬБ существует переход 4Б3/2 -> 4113/2 на 1321 нм (п-поляризация) и 1313 нм (а-поляризация), что позволяет получать излучение красной области спектра с длиной волны 659 нм путем удвоения частоты [38].
Особенностью кристалла Кё:УЬЕ является то, что он обладает естественным двулучепреломлением. Вследствие двулучепреломления усиление и длина волны излучения в кристалле Кё:УЬБ являются поляризационно-зависимыми. Излучение с длиной волны 1047 нм возникает
для света, поляризованного параллельно кристаллографической оси с (п-поляризация), а излучение с длиной волны 1053 нм - для света, поляризованного перпендикулярно кристаллографической оси с (а-поляризация).
Время жизни верхнего лазерного уровня в кристалле Nd:YLF при концентрации № 1 ат.% составляет 480 мкс, поэтому его можно эффективно накачивать лазерными диодами. Два основных пика поглощения кристалла Nd:YLF находятся на 792 нм и 797 нм. Также присутствует примерно вдвое меньший пик поглощения на длине волны 806 нм. Эта особенность важна, учитывая, что в настоящий момент на рынке наиболее широко представлены мощные лазерные диоды накачки, излучающие в диапазоне длин волн от 800 нм до 808 нм.
Вследствие анизотропии кристалла Nd:YLF такие параметры как термооптическая постоянная и коэффициент теплового расширения также отличаются вдоль осей а и с кристалла, что приводит к разному проявлению эффекта термически наведенной линзы в направлениях а и с. Причем термооптическая постоянная кристалла Nd:YLF отрицательная [39], и термически наведенная линза (далее термолинза), возникающая в кристалле, имеет отрицательный (расфокусирующий) характер в отличии от положительной (фокусирующей) термолинзы, например, в кристалле Nd:YAG [40].
Анализ и сравнение свойств кристалла Nd:YLF с кристаллом Nd:YAG, который наиболее часто используется в твердотельных импульсно-периодических лазерах для получения джуолевых уровней энергии, показывает следующее. Важным преимуществом кристалла Nd:YLF является почти вдвое большее время жизни верхнего уровня по сравнению с кристаллом Nd:YAG (480 мкс и 230 мкс соответственно). С учетом того, что мощность лазерных диодных матриц ограничена, большее время жизни верхнего уровня в кристалле Nd:YLF позволяет использовать вдвое большую
длительность импульса накачки и, как следствие, запасать большую энергию в кристалле по сравнению с кристаллом Nd:YAG при использовании одинакового количества диодных матриц.
Однако худшие термомеханические характеристики кристалла Nd:YLF приводят к существенному ограничению по максимально допустимой термической нагрузке на активные элементы на основе Nd:YLF в сравнении с Nd:YAG при разработке мощных лазеров. Рассчитанная по табличным значениям допустимая тепловая нагрузка на активные элементы Nd:YLF и Nd:YAG составляет ~47 Вт/см и ~200 Вт/см соответственно. Поэтому кристалл Nd:YLF целесообразнее использовать для систем с небольшой средней мощностью излучения, характеризующейся энергией в импульсе в диапазоне от 1 Дж до 10 Дж и относительно небольшой частотой повторения импульсов (не более 1 -20 Гц).
В аналитическом обзоре рассмотрены основные способы генерации и усиления наносекундных импульсов с длиной волны 1047 нм, а также рассмотрены способы построения усилителя как по схеме «Задающий генератор - Усилитель мощности» (Master Oscillator - Power Amplifier, МОРА), так и по схеме регенеративного усиления. На основании проведенного обзора предложено реализовать лазерный источник по схеме МОРА. Отдельно рассмотрены способы компенсации термически наведенных аберраций излучения в усилителях мощности.
Во второй главе диссертации рассмотрены вопросы разработки задающего генератора лазера. Рассмотрены следующие схемы построения задающего генератора:
- лазер с пассивной модуляцией добротности;
- лазер с активной модуляцией добротности;
- лазер с активной модуляцией добротности и впрыском излучения затравки от маломощного высокостабильного одночастотного источника излучения (метод сидинга);
- регенеративный усилитель.
Оптическая схема задающего генератора с пассивной модуляцией добротности приведена на рисунке 2.
1 - глухое зеркало, 2 - пассивный затвор, 3 - диафрагма 01,6 мм, 4 - активный элемент
Кё:УЬБ 05x100 мм, 5 - выходное зеркало
Рисунок 2 - Оптическая схема 1047 нм Кё:УЬБ лазера с пассивной
модуляцией добротности
Задающий генератор представляет собой одномодовый (ТЕМоо) одночастотный Кё:УЬБ лазер с пассивной модуляцией добротности. Длина резонатора составляет 163 мм. Резонатор формируется глухим зеркалом 1 с высоким коэффициентом отражения (Я>99%) на длине волны 1064 нм и выходным зеркалом 5, в качестве которого использована параллельная пластинка толщиной 40 мм без диэлектрических покрытий (интерферометр Фабри-Перо с 16% отражением), с суммарным коэффициентом отражения Я~16%.
Накачка активного элемента Nd:YLF 05*100 мм с концентрацией ионов №3+ 1 ат.% осуществляется с помощью импульсной лампы на частоте повторения импульсов 10 Гц.
Выходная энергия лазера составляет 5 мДж на частоте повторения 10 Гц. Нестабильность энергии импульсов (СКО) не превышает 1,5%. Среднее значение длительности импульса ~5,5 нс. Форма импульса лазера представлена на рисунке 3.
Г Л- Сжг*г\* Ч&9ЛЖГ Лпйул» Ир»
А-и «м«»] 4Л 1
40« 7017
21 № а
» «1«М • 1 Сыгчгг Ъ
* •«¿ТО/ г«
Рисунок 3 - Форма импульса 1047 нм Nd:YLF лазера с пассивной модуляцией добротности, записанная в режиме накопления импульсов с
помощью 12 ГГц осциллографа В то же время в такой конфигурации лазера значение джиттера оптического импульса лазера относительно прихода внешнего синхроимпульса существенно превышает значение 20 нс, требуемое для обеспечения синхронизации моментов запуска генерации диагностических лазеров в системе диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния.
Джиттер в лазерах с пассивной модуляцией добротности может быть связан с флуктуациями накачки от импульса к импульсу, изменениями пространственных и спектральных свойств накачки, шумами спонтанного излучения, изменениями распределения пространственных мод. Флуктуации этих параметров влияют на пороговые условия, что приводит к тому, что генерация и последующее переключение добротности резонатора происходят в разное время по отношению к возникновению импульса накачки
С технической точки зрения наиболее перспективным является переход с пассивной на активную модуляцию добротности. Активная модуляция добротности, реализуемая, например, с помощью электрооптического затвора и поляризатора, позволяет уменьшить джиттер за счёт уменьшения времени развития генерации. Однако, для достижения одночастотного
спектра выходного излучения и, как следствие, стабильной гладкой формы импульса необходимо применение дополнительной спектральной селекции.
Существуют различные методы повышения спектральной селективности.
Один из методов заключается в использовании дополнительных спектрально-селективных элементов в резонаторе. Введение в схему резонатора спектрально-селективных элементов, например, эталона Фабри-Перо, приводит к росту нестабильности энергии импульса и джиттера.
Еще один широко применяемый метод получения генерации одночастотных импульсов с высокой временной и спектральной стабильностью заключается в применении метода сидинга (англ. injection seeding) в схеме с активной модуляцией добротности. Использование этого метода позволяет достичь одночастотного режима генерации и минимизировать время развития генерации и джиггер. Для этого необходим источник непрерывного стабильного одночастотного излучения (сид-лазер) на длине волны, соответствующей центру линии усиления Nd:YLF.
Оптическая схема задающего генератора с активной модуляцией добротности с помощью ЭОЗ приведена на рисунке 4.
1 2 3 4 5 6 7
1 - глухое зеркало; 2 - ЭОЗ; 3 - спектральный фильтр; 4 - поляризатор; 5 - диафрагма; 6 -
активный элемент ЗГ Nd:YLF 05*100мм; 7 - выходное зеркало Рисунок 4 - Оптическая схема задающего генератора с активной модуляцией
добротности с помощью ЭОЗ По своей сути данная схема является модернизацией приведенной выше схемы с пассивной модуляцией добротности.
Лазер представляет собой одномодовый (ТЕМ00) лазер с ламповой накачкой, работающий в режиме активной модуляции добротности.
Модуляция добротности обеспечивается за счет использования ЭОЗ, на который подается четвертьволновое управляющее напряжение запирания. Четвертьволновое напряжение запирания ЭОЗ составляет 830 В.
На рисунке 5 представлены графики зависимости энергии и длительности импульса ЗГ от энергии накачки в режиме модуляции добротности.
Рисунок 5 - Зависимость энергии и длительности импульса ЗГ от энергии накачки в режиме модуляции добротности Из графиков на рисунке 5 видно, что энергия в импульсе ЗГ линейно зависит от энергии накачки. От энергии накачки зависит и длительность импульса - при увеличении энергии накачки длительность импульса уменьшается. Это позволяет выбирать требуемую длительность импульса генерации, подбирая соответствующий уровень накачки ЗГ. В качестве рабочей накачки ЗГ была выбрана энергия накачки 23,5 Дж, обеспечивающая энергию в импульсе ЗГ 4,5 мДж и длительность импульса 5,6 нс.
Форма и длительность импульса ЗГ на рабочей накачке представлены на рисунке 6.
.С-; Agilent Technologies
Т11Е ОСТ 30 14:58:00 2018
20!7 | й -5та 10.008/ 'ng'd f Q 16 6?
; f \
:
\
Vliasirs +Width| Cum 5.8 nt Леап 5.655 Sr Vlin ь 5,0 15 Ma* 5. Bris Std 242 ev 55=5 C:urt 292
Source I Select: Measure 1 Settings Clear Meas I
I 1 I Delay .1 Delay ] ^ I I
j
Рисунок 6 - Форма и длительность импульса ЗГ с активной модуляцией
добротности
Измеренное значение джиггера оптического импульса относительно внешнего синхроимпульса составляло 650 пс.
В главе также представлены промежуточные результаты усиления импульсов задающего генератора с активной модуляцией добротности, схема которого приведена на рисунке 4, в двухпроходовом двухкаскадном усилителе мощности.
Схема усилителя мощности приведена на рисунке 7.
1 - глухое зеркало ЗГ; 2 - ЭОЗ; 3 - спектральный фильтр; 4 - поляризатор; 5 - диафрагма; 6 - активный элемент ЗГ Nd:YLF 05*100 мм; 7 - выходное зеркало ЗГ; 8 - положительная линза; 9 - отрицательная линза; 10 - призма Дове; 11, 12 - 45° зеркала;13 -плоскопараллельная пластина; 14, 16 - поляризаторы; 15 - ротатор Фарадея;17 -отрицательная линза; 18 - положительная линза; 19, 20 - 45° зеркала;21 - поляризатор; 22 - 45° кварцевый вращатель; 23 - ротатор Фарадея; 24 - активный элемент Nd:YLF 012*140 (мм); 25 - положительная линза; 26 - Nd:YLF 010*140 (мм); 27, 28 - 45° зеркала; 29 - вакуумированная кювета; 30 - положительная линза с ?=500 мм; 31 - положительная линза с ?=300 мм; 32 - ВРМБ-ячейка; 33 - зеркало;34 - выходное окно
Рисунок 7 - Оптическая схема излучателя 1047 нм Кё:УЬЕ лазера с ламповой
накачкой
Излучение ЗГ (элементы 1-7) в горизонтальной поляризации проходит формирующую оптику (элементы 8-20). Телескоп (линзы 8 и 9) формирует дальнее поле на линзе 17. Линзы 17 и 18 образуют телескоп, который служит для увеличения диаметра пучка до 12 мм. После отражения от зеркал 19 и 20 излучение с горизонтальной поляризацией проходит поляризатор 21 и попадает на вход усилителя. Излучение проходит усилитель, состоящий из элементов 22-32, отражается от ВРМБ-зеркала 32 и проходит усилитель в обратном направлении.
После второго прохода усилителя излучение достигает значения энергии в импульсе, равного 2 Дж. Ориентация поляризации меняется после второго прохода через вращатель Фарадея 23 на вертикальную, благодаря чему усиленное излучение отражается от поляризатора 21 и выводится из лазера при помощи зеркала 33 через выходное окно 34. Оптическая изоляция между ЗГ и усилителем осуществляется при помощи поляризаторов 14, 16 и ротатора Фарадея 15.
Усилитель 1047 нм Кё:УЬБ лазера состоит из двух последовательных усилительных каскадов с активными элементами (АЭ) Nd:YLF 012*140 мм и 010*140 мм. Согласование апертур каскадов усиления обеспечивается за счет положительной линзы с фокусным расстоянием 500 мм. Накачка активных элементов - ламповая.
Усилитель лазера выполнен по двухпроходовой схеме. Второй проход усилителя обеспечивается за счет отражения усиленного на первом проходе излучения в обратном направлении при помощи ВРМБ-ячейки. Диаметр пучка выходного излучения 1047 нм Кё:УЬБ лазера соответствует диаметру АЭ выходного каскада и составляет 12 мм.
На рисунке 8 представлены результаты измерения длины волны лазера в воздухе. Длина волны в вакууме с учетом коэффициента преломления воздуха составляет 1047,48 нм.
а) б)
Рисунок 8 - а) Измерение длины волны в воздухе 1047 нм Кё:УЬБ лазера, б) Генерация двух продольных мод при изменении длины 1047 нм
Ш:УЬБ лазера
Иногда наблюдается генерация второй продольной моды, отстоящей от первой на величину примерно 0,1 нм. Возникновение второй моды может быть связано с недостаточной спектральной селективностью резонатора задающего генератора. Стоит отметить, что возникновение второй моды проявлялось также в модуляции формы выходного импульса усилителя.
Возможно повысить селективность резонатора ЗГ, введя в него дополнительные эталоны (интерферометры Фабри-Перо). Так, помимо уже имеющихся в резонаторе эталонов (активный элемент Nd:YLF с параллельными плоскими торцами и выходное зеркало, представляющее собой плоскопараллельную пластину толщиной 40 мм), в него были введены дополнительные интерферометры толщиной 1 мм с коэффициентом отражения от рабочих поверхностей ~8% и толщиной 3 мм с коэффициентом отражения порядка 40%. Введение дополнительных интерферометров позволяет существенно уменьшить нестабильность формы импульсов и повысить стабильность энергии на выходе лазера, однако не исключает вероятность появления второй продольной моды. При этом введение еще
большего количества интерферометров существенно ухудшает энергетическую стабильность ЗГ.
На рисунке 9 приведена осциллограмма усиленного импульса на выходе лазера.
Как видно из осциллограммы, импульсы на выходе лазера имеют модулированную форму, что связано с возникновением второй продольной моды генерации вследствие недостаточной селективности резонатора ЗГ. Возникновение модуляции напрямую влияет на параметры нестабильности формы импульса, ухудшая нестабильность (СКО) длительности выходного импульса и нестабильность (СКО) длительности переднего фронта.
А|||«л ГкЬткч!» Тни N34 08 132121 2018
ГС да/ д & 0.0» 2 008/ ЙО» ! П 7.50Г
Мдезиг« Алчи р «1М> V Сиггем 48.1лЛ 840Р5 ) N0 ейде5 Мем 68.371л 948.04с 3.3120Г - ми Соит 112 112 162
Мет IV 36. ЗяЧ 15 640рв 2.42П5 Мах 94.6яУ 2.40П& 4.56П5 йт Оеу 13.ЗбОтУ 308.97р& 507.98Р5
( ОДОауОп V Нмм ■ | ¿мпзос* | Тг»п8о»г«т ]' я ♦УУКЮИ! N0 е4де5 И
1псг»т»п1 5ИИЯ1С$ |
Рисунок 9 - Форма и длительность выходного импульса 1047 нм Кё:УЬЕ лазера с ламповой накачкой В перспективе реализация метода сидинга в задающем генераторе лазера могла бы позволить повысить селекцию продольных мод резонатора и, как следствие, исключить генерацию соседних мод, обеспечивая таким образом генерацию стабильного одночастотного излучения на выходе лазера, что позволит получить импульсы генерации со стабильным временным профилем. Не очень понятно почему здесь сослога
Оптическая схема линейного резонатора со стоячей волной с сидингом приведена на рисунке 10.
Рисунок 10 - Оптическая схема линейного резонатора со стоячей
волной с сидингом Длина резонатора лазера составляет 250 мм. Полуконфокальный резонатор формируется сферическим зеркалом с f=250 мм, выходным зеркалом с Я~50% и поляризатором, через который в резонатор заводится излучение сид-лазера. Сферическое зеркало установлено на пьезоэлементе для обеспечения подстройки частоты резонатора к частоте сид-лазера путем изменения длины резонатора. Система стабилизации времени развития импульса непрерывно анализирует время развития импульса и выдает управляющие сигналы подстройки длины резонатора так, чтобы время развития импульса оставалось минимальным.
Накачка активного элемента Кё:УЬЕ 05x20 мм с концентрацией ионов № 1 ат.% осуществляется с помощью лазерного диодного модуля с волоконным выводом с длиной волны 808 нм на частоте 50 Гц. Диаметр сердцевины волокна составляет 200 мкм. Линза с 1=15 мм и линза с 1=100 мм используются для формирования излучения накачки на торце активного элемента. Диаметр излучения накачки на активном элементе составляет 1,33 мм. Излучение накачки подается на активный элемент через 45° дихроичное зеркало, имеющее высокий коэффициент пропускания излучения с длиной волны 808 нм и высокий коэффициент отражения излучения с длиной волны 1064 нм.
Модуляция добротности в резонаторе осуществляется электрооптическим затвором (ЭОЗ) на основе кристалла КТР с размерами 6^6x20 мм. Переключение добротности резонатора осуществляется снятием четвертьволнового напряжения 1300 В с ЭОЗ.
Затравочное излучение в р-поляризации от непрерывного 1047 нм ОББ-лазера заводится в резонатор через поляризатор. Для защиты сид-лазера используется схема двухпроходового изолятора Фарадея на основе 45° вращателя Фарадея и шпатового клина, на заднюю грань которого было нанесено зеркало с высоким коэффициентом отражения. Кроме того, дополнительно используется схема однопроходового изолятора, состоящая из поляризатора, вращателя Фарадея и 45° кварцевого вращателя.
Линза с 1=1000 мм в схеме заведения излучения сид-лазера служит для согласования радиусов кривизны моды резонатора и излучения сид-лазера.
Осциллограмма импульса на выходе описанного выше резонатора приведена на рисунке 11. Было обнаружено, что после основного гладкого по форме импульса на расстоянии ~20 нс наблюдается меньший по амплитуде модулированный постимпульс.
050-Х3054АМУ531Е01СМ Моп ,1*2913:07:162020
1 2005/ 7 Я 4 г; оа; ПО ОЕ/ ""ОП ? -Г 94У
■-101-- АдНеп!
Ьбср данных Нормальный ЮОСЗД
/ \ Каналы 5с 500 ГШ и, 10.0:' т; 1.0] ■
\
ОС ГГО 1.00 1 Изменения
1 !\ Дп ител ьность-Ь(1): И.ЗПБ
Измерит Дпигф Текуи 11 .В Д99 1 \ ррднеЪ^ [VI ли 11 .817п&-чЛ. МЕКС 50. 2щ Г 5.С 1" нтчк 125
7 1
1 1
Меню "Измерение"
О Источник. 1 Из мз[1ение: Дпитепьнссть+ Добавить Измврение 11яс тройки ССроо Статистика
Рисунок 11 - Осциллограмма импульса задающего генератора, основанного на схеме линейного резонатора со стоячей волной с сидингом
Наличие модулированного постимпульса связано с эффектом пространственного выжигания дыр, который возникает в резонаторе со стоячей волной с линейно поляризованным излучением [41].
Данный эффект особенно важен при работе с Ш:УЬБ лазерами, поскольку, как было сказано в п.1.1, в двулучепреломляющем кристалле Кё:УЬБ эффективно усиливается только линейно поляризованное излучение. В результате в резонаторе со стоячей волной с активной средой Кё:УЬБ невозможно устранить влияние эффекта пространственного выжигания дыр за счет использования круговой поляризации излучения, как сделали авторы [42] для получения одномодовой генерации в Nd:YAG лазере.
Эффективным методом устранения эффекта пространственного выжигания дыр в резонаторе Nd:YLF лазера был бы переход от резонатора со стоячей волной к кольцевому резонатору с бегущей волной [43].
По результатам анализа было принято решение о разработке схемы регенеративного усилителя с кольцевым резонатором.
Упрощенная оптическая схема регенеративного усилителя приведена на рисунке 12.
д^аык Ддаш цлшчи Л1;м,а &иимеч»
ПинЗ» »1™"' лшяи« 303? МЯЮин «ИМ*
— В—\—<3—/ ^ □ ЕВ—^----Щ--------—п
¿^лучиив^аичн! .. _____,-----—■— " Прямоугольная
Мб"« |___ _^_____-----------------------прианв
\ ------------
Ь И'ЧМ^™» V--------- " ррцдид
- -------------------------------□
И—\ ^ «у Вьтд.
Лита ЭОЭ1 I п____\ _
-(НщЛ?^—Л—Е^Э^Н]^0 ЗмДжбнсбОГц
С1У-шпучение от ...............Д___,Я_ _____ ___________
тшофмщ* у II
зерин/и
Рисунок 12 - Упрощенная оптическая схема 1047 нм Nd:YLF регенеративного усилителя Излучение непрерывного 1047 нм DFB-лазера доставляется через одномодовое волокно диаметром 0,9 мм с разъемом FC/APC на торце волокна.
В резонаторе РУ накачка активного элемента Nd:YLF осуществляется продольно при помощи лазерного диодного модуля с волоконным выводом (ЛДМВВ). Излучение накачки с длиной волны 808 нм подается через многомодовое волокно с диаметром сердцевины 200 мкм и числовой апертурой NA=0,22. Излучение из волокна ЛДМВВ коллимируется при помощи линзы с Г=15 мм и фокусируется в активный элемент при помощи линзы с 1=100 мм через 45° дихроичное зеркало с высоким коэффициентом пропускания для излучения с длиной волны 808 нм и высоким коэффициентом отражения для излучения с длиной волны 1064 нм. Диаметр пучка в кристалле Кё:УЬЕ составлял ~1,33 мм.
Кольцевой резонатор РУ образуется поляризатором, 45° зеркалом, 45° дихроичным зеркалом и двумя 0° зеркалами. Длина кольца составляет 3 м.
Линза коллиматора сид-лазера обеспечивает согласование излучения сид-лазера с модой кольцевого резонатора по диаметру и радиусу кривизны. ЭОЗ1 в сочетании с платой селектора импульсов обеспечивает вырезание импульса длительностью 6 нс (Е'НМ) из непрерывного излучения сид-лазера. Вращатель Фарадея и шпатовый клин с нанесенным зеркальным покрытием образуют двухпроходовый изолятор, который служит для защиты сид-лазера от излучения регенеративного усилителя.
Импульс сид-лазера, сформированный селектором импульсов и прошедший два раза изолятор Фарадея, отражается от поляризатора 1 и направляется зеркалом в резонатор регенеративного усилителя. После прохода через 90° кварцевый вращатель, поляризация импульса излучения сид-лазера меняется на р-поляризацию, и импульс попадает в резонатор регенеративного усилителя через поляризатор 2.
На рисунке 13 представлена зависимость выходной энергии лазера от числа обходов кольца резонатора при энергии накачки 25 мДж. Максимальная выходная энергия лазера на частоте 50 Гц составила 4,2 мДж при 35 обходах кольца резонатора. Коэффициент потерь резонатора РУ, при
которых экспериментальные данные хорошо коррелируют с расчетом, составил ~5%. Запасенная энергия накачки в АЭ Кё:УЬЕ составляла ~7,5 мДж, а эффективность энергосъема 58%, что хорошо коррелирует с расчетами.
Рисунок 13 - Зависимость энергии регенеративного усилителя от количества обходов N резонатора при энергии накачки 25 мДж
Осциллограмма с формой и длительностью импульса приведена на
рисунке 14.
DSO-X 3054А, MY531BD104: Tue Not 1Б 18:16:56 2021
Г \
\
т / __________
£
Измерит » Текущее Среднее М-ин Макс Стнд аткл Счтчк
Дпит+lljf Нарастание(1]: Ампп(1): БЛпз 2.8ns 34.6mV 6.0371ns 5.6ns 2.75p8ns 2.3ns 31.4^7тУ 23.lmV 6.4ns 3 .5ns 39.4m 111. 151 2.1 .U^ps . 5Sps 935mV 131,7k 131.7k 131.7k
Стоп f 1 8.63?
♦¿г Agilent
Сбор данных Нормальный ------ 4 00GSa/s
Каналы
DC 50Q 1.00:1 DC 50Q 1.00:1 DC 50Q 1 00:1 DC 50Q 1.00:1
Изменения Дпительность+(1):
_6.1ns
Нарастание(1]:
_2.8ns
Ампп(1):
34.6mV
Меню "Измерение"
О Источник 1 Измерение: Ампп Добавить Измерение Настройки Сброс Статистика
Рисунок 14 - Форма и длительность импульса регенеративного
усилителя
Небольшая ступенька в конце импульса связана с тем, что полная длительность впрыскиваемого в кольцевой резонатор импульса сид-лазера немного превышает время обхода резонатора, в результате чего часть импульса может интерферировать сама с собой.
В регенеративном усилителе для выборки из 105 импульсов коэффициент корреляции Пирсона [44] составил 99,5%.
Измеренное значение джиттера импульса генерации составляло менее 0,4 нс.
Измеренный график зависимости диаметра пучка от координаты приведен на рисунке 15.
Расстояние от центра перетяг-
Рисунок 15 - Измерение параметра качества пучка М2 регенеративного усилителя
Параметр качества пучка составляет М2=1,05, таким образом, расходимость излучения регенеративного усилителя была близка к дифракционной.
В третьей главе рассмотрены вопросы разработки и исследования квантронов усилителя лазера с диодной накачкой, а также приведено описание конструкции излучателя лазера.
Квантроны предназначены для размещения активного элемента, отражателя и лазерной диодной системы накачки и играют роль
усилительных каскадов в усилителе лазера. В состав квантрона входят следующие основные механические и оптические узлы и детали:
- корпус квантрона с системой резиновых уплотнений;
- лазерные диодные матрицы;
- отражатель с ДОП и самариевой трубкой;
- активный элемент Кё:УЬЕ.
Упрощенно конструкция квантрона приведена на рисунке 16.
В узле квантрона используются цилиндрические активные элементы из кристалла ЫУБ4 (УЬБ), активированного ионами Ш3+. Размеры АЭ -012х14О мм и 01Ох14О мм. Концентрация ионов Ш - от 0,3 до 0,6 ат.%. Торцы активных элементов параллельные и закошенные относительно оси цилиндра для предотвращения самовозбуждения в схеме усилителя.
Отражатель с диффузно-отражающим покрытием располагается в корпусе квантрона. Отражатель представляет собой моноблок с цилиндрическим каналом для активного элемента, выполненный из легированного стекла. На отражатель нанесено диффузное покрытие, которое обеспечивает высокую эффективность накачки и высокую равномерность распределения накачки по поперечному сечению активного элемента. Отражатель имеет три прозрачные щели для ввода излучения накачки.
Похожие диссертационные работы по специальности «Другие cпециальности», 00.00.00 шифр ВАК
Высокоэффективные твердотельные лазеры с нелинейно-оптическим управлением и преобразованием параметров излучения2018 год, кандидат наук Антипов, Олег Леонидович
Генерация второй гармоники, суммарных и разностных частот излучения лазера на окиси углерода в кристаллах ZnGeP2 и GaSe2015 год, кандидат наук Киняевский, Игорь Олегович
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ И МЕТОДЫ ФОРМИРОВАНИЯСВЕТОВЫХ ПУЧКОВ В ТВЕРДОТЕЛЬНОМ ЛАЗЕРЕДЛЯ ЭКСПЕРИМЕНТОВ ПО НАГРЕВУ2016 год, доктор наук Сенатский Юрий Всеволодович
Исследование и подавление тепловых эффектов в импульсно-периодических лазерах на неодимовом стекле с энергией излучения сотни джоулей2013 год, кандидат наук Кузьмин, Алексей Александрович
Применение продольной геометрии накачки при создании лазера на красителе (задающий генератор+каскад усилителей) с узкой спектральной линией для лазерного разделения изотопов2002 год, кандидат физико-математических наук Дьячков, Алексей Борисович
Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Макаров Артем Михайлович, 2023 год
Е? с.
Ь; К
Н
Ё о
с
к
о
т Р-
04
02
-----------
._ _-_ 1-■— |
20 40 60
Наработка, млн импульсов
30
100
Рисунок 78 - Результаты контроля расходимости излучения лазера в дальней зоне в процессе наработки в номинальном режиме
Из графика видно, что значение расходимости излучения лазера при
наработке 100 млн импульсов в номинальном режиме составляло ~0,12 мрад.
4.2.6 Исследование параметров лазера при повышенной частоте
следования импульсов
После завершения наработки лазера было проведено исследование
параметров лазера при работе на повышенной частоте следования импульсов.
Цель эксперимента заключалась в определении предела термической прочности активных элементов Nd:YLF, используемых в квантронах усилителя. Кристалл Nd:YLF обладает худшими механическими характеристиками, чем Nd:YAG, а также меньшей теплопроводностью. Это приводит к существенному ограничению по максимально допустимой термической нагрузке на активные элементы на основе Nd:YLF в сравнении с Nd:YAG при разработке мощных лазеров.
Максимально допустимая тепловая нагрузка Ртепл.макс, при которой происходит разрушение активного элемента может быть рассчитана по формуле из [55]:
Р -О ^С1^) /114
*те пл. м акс " ^Т ^ ^м акс (11)
где K - теплопроводность кристалла, V - коэффициент Пуассона, а -коэффициент теплового расширения, Е - модуль Юнга, а - предел прочности.
С учетом табличных данных, приведенных в п.1.1, рассчитанная по (1) допустимая тепловая нагрузка на активный элемент Nd:YLF составила ~47 Вт/см.
С учетом мощности накачки и поглощения в используемых активных элементах, тепловая нагрузка на активные элементы при рабочих параметрах лазера (2 Дж 50 Гц) составляет ~28 Вт/см2.
В процессе испытаний происходило плавное повышение частоты следования импульсов с 50 Гц до 100 Гц с шагом 10 Гц и наработкой в течение 1 часа. В процессе повышения частоты следования импульсов на
каждом шаге контролировалась выходная энергия и распределение интенсивности в ближнем поле лазера.
На рисунке 79 приведен график изменения выходной энергии лазера при повышении частоты следования импульсов с 50 Гц до 100 Гц.
&г
к
к 2
о =
о;
Ь: й
£ 1 С
к
£ рс
0
50 70 30 90 100
Частота, Гц
Рисунок 79 - Изменение выходной энергии лазера при повышении частоты следования импульсов с 50 Гц до 100 Гц
Падение энергии лазера при повышении частоты следования импульсов связано с уходом спектра излучения лазерных диодных матриц накачки, а также с изменением термически наведенной линзы в активных элементах Кё:УЬЕ, что в свою очередь приводит к виньетированию пучка в ретрансляторе, расположенном перед ВРМБ-кюветой, после первого прохода усилителя.
В таблице 15 приведено изменение картины распределения интенсивности в ближнем поле лазера вследствие изменения термически наведенной линзы в процессе повышения частоты следования импульсов.
Таблица 15 - Изменение распределения интенсивности в ближнем поле лазера при повышении частоты следования импульсов
50 Гц
75 Гц
100 Гц
На рисунке 80 приведена фотография разрушенного активного элемента Кё:УЬБ 012^140 мм. Разрушение произошло в объеме активного элемента по большей части его длины.
С
Рисунок 80 - Фотография разрушенного активного элемента Кё:УЬБ
012x140 мм.
С учетом мощности накачки и поглощения в используемых активных элементах, тепловая нагрузка на активные элементы при повышенной частоте лазера 100 Гц, когда произошло разрушение активного элемента, составляла ~55 Вт/см .
Полученные данные подтверждают, что при номинальных рабочих параметрах лазера 2 Дж 50 Гц обеспечивается более чем двукратный запас по предельной тепловой нагрузке на активные элементы.
4.3 Выводы по Главе 4
В Главе 4 представлены результаты экспериментального исследования
параметров разработанного 1047 нм Кё:УЬЕ лазера с диодной накачкой.
Было подтверждено экспериментальными данными, что подходы, выбранные при разработке лазера и описанные в Главе 3, позволяют достичь энергию в импульсе 2 Дж, длительность импульса 3 нс на частоте повторения 50 Гц. Джиттер импульсов генерации в реализованной конфигурации лазера не превышает 0,5 нс, что позволяет обеспечивать требуемую точность моментов запуска импульсов генерации лазеров не хуже 20 нс.
Лазер обладает высоким качеством излучения в ближнем поле и дальней зоне. Расходимость излучения составляет не более 0,12 мрад, что соответствует значению дифракционного предела 1,2хЭЬ. Стабильность диаграммы направленности лазерного излучения в дальней зоне не превышает значение СКО 0,13 мкрад.
Использование продольной лазерной диодной накачки позволило повысить частоту лазера до 50 Гц, что соответствует целевому временному разрешению системы регистрации, интегрированной в систему диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния [36].
Исследование долговременной стабильности основных параметров лазерного излучения подтвердили высокую стабильность энергетических и пространственно-временных параметров импульсов излучения разработанного 1047 нм Nd:YLF лазера. Так при 24 часовой наработке лазера нестабильность энергии (СКО) не превышала 1%. Несмотря на то что в ходе непрерывной наработки 100 млн импульсов наблюдалось незначительное снижение энергии импульсов лазера на 8%, длительность и временной профиль импульса, а также распределение интенсивности в ближнем поле и дальней зоне остались неизменными.
Как показали дальнейшие проверки, причиной уменьшения выходной энергии лазера стало уменьшение коэффициента усиления в одном из
квантронов усилителя вследствие постепенного падения мощности 2 лазерных диодных матриц накачки квантрона.
Из этого следуют следующие защищаемые положения.
Защищаемое положение №2 (Глава 3 и Глава 4): Применение крупногабаритных активных элементов Nd:YLF с п ориентацией поляризации (вектор электрического поля Е параллелен кристаллографической оси с, Е || с) с размерами 012x140 мм и 010x140 мм в квантронах усилителя с поперечной накачкой позволяет обеспечить коэффициенты усиления ~15 и ~25 соответственно и запасенную энергию не менее 1,7 Дж в каждом активном элементе, достаточные для достижения энергии импульсов 2 Дж на длине волны 1047 нм в схеме двухкаскадового двухпроходового усилителя.
Защищаемое положение №3 (Глава 3 и Глава 4): Архитектура 1047 нм Nd:YLF лазера, основанная на схеме задающего генератора в виде кольцевого РУ с впрыском излучения от одночастотного полупроводникового 1047 нм лазера с распределенной обратной связью и двухпроходовом двухкаскадном усилителе с диодной накачкой и жидким ВРМБ-зеркалом (перфтороктан С8Б18) позволяет получать высокостабильные импульсы излучения длительностью 3 нс на частоте повторения 50 Гц с джоулевым уровнем энергии, требуемые для решения задач диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния. Джиттер импульсов генерации лазера не превышает значения 0,5 нс.
219 Заключение
В ходе выполнения диссертационной работы были рассмотрены основные принципы генерации наносекундных импульсов с длиной волны 1047 нм и усиления импульсов до джоулевых значений энергии, требуемых для использования в системах диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния.
Был проведен аналитический обзор, который показал, что требование длины волны лазерного излучения 1047 нм определяет необходимость использования кристаллов Кё:УЬБ в качестве активной среды лазера.
Были рассмотрены основные свойства кристалла Кё:УЬБ и выделены наиболее часто используемые схемы построения лазеров, позволяющих добавиться высоких значений энергии импульсов. По результатам проведенного аналитического обзора было принято решение разрабатывать лазер по схеме «задающий генератор - усилитель мощности», также известный как МОРА-архитектура.
В рамках выполнения работы были проведены расчет и макетирование возможных схем задающего генератора. Было показано, что для обеспечения требуемых временных параметров (длительность импульса не менее 6 нс и джиттер не более 20 нс) и временного профиля импульса (гладкая колоколообразная форма импульса, высокая стабильность формы импульса, отсутствие пред- и постымпульсов) наиболее подходящей является схема задающего генератора, основанная на регенеративном усилении в кольцевом резонаторе с продольной накачкой импульсов, вырезанных из непрерывного излучения одночастотного высокостабильного 1047 нм ОББ-лазера.
Расчет и экспериментальное исследование усилителя лазера показали, что использование схемы двухпроходового усилителя с двумя усилительными каскадами позволяет достигать требуемого значения энергии импульсов 2 Дж как при использовании ламповой накачки, так и при использовании продольной лазерной диодной накачки. При этом использовании лазерной диодной накачки является предпочтительным,
поскольку позволяет снизить термическую нагрузку на активные элементы усилителя и повысить частоту следования импульсов до 50 Гц.
Были выполнены работы по макетированию и конструированию излучателя лазера.
После изготовления, наладки и юстировки лазера было проведено исследование основных параметров лазерного излучения, а также исследование их долговременной стабильности.
В процессе проведения диссертационных исследований были получены следующие результаты. В рамках разработки задающего генератора 1047 нм Ш:УЬБ лазера:
1. С точки зрения временных характеристик излучения, высокое значение джиггера (~2 мкс) задающего генератора с пассивным затвором не позволяет использовать его в качестве задающего генератора разрабатываемого лазера, так как это делает невозможным синхронизацию моментов запуска генерации диагностических лазеров с наносекундной точностью.
2. Переход с пассивной на активную модуляцию добротности задающего генератора с помощью электрооптического затвора позволил существенно уменьшить джиттер задающего генератора (с 2 мкс до 650 пс). Однако за счет низкой селективности в резонаторе с активной модуляцией добротности периодически возникали дополнительные продольные моды, что приводило к ухудшению формы импульса и стабильности формы импульса. Как показали проведенные эксперименты, повышение спектральной селективности резонатора ЗГ введением дополнительных интерферометров не исключает вероятность появления второй продольной моды. При этом введение еще большего количества интерферометров существенно ухудшает энергетическую стабильность ЗГ.
3. При реализации метода сидинга в задающем генераторе 1047 нм Nd:YLF лазера, основанном на резонаторе со стоячей волной, заметное
влияние на временной профиль импульса оказывает эффект пространственного выжигания дыр. Эффект приводит к возникновению сильно модулированного уширенного постыимпульса за основным импульсом излучения. В ряде случаев модулированный постыимпульс может наезжать на задний фронт основного импульса.
4. Учитывая, что усиление в среде Nd:YLF поляризационно-зависимое (усиливается только линейная поляризация), в Nd:YLF резонаторе со стоячей волной эффект пространственного выжигания дыр не может быть подавлен путем введения дополнительных четвертьволновых пластин в резонатор и переходом от линейно-поляризованного излучения к излучению с круговой поляризацией.
5. Эффект пространственного выжигания дыр при работе со средой Nd:YLF возможно преодолеть при переходе от резонатора со стоячей волной к кольцевому резонатору с бегущей волной. YLF применение схемы задающего генератора, основанной на усилении импульсов, вырезанных из непрерывного излучения 1047 нм DFB-лазера, в кольцевом резонаторе регенеративного усилителя с продольной накачкой, позволяет получить наносекундные импульсы с высокой стабильностью формы и длительности
л
импульса и с качеством излучения близким к дифракционному (М ~1,05). Коэффициент корреляции Пирсона, определяющий стабильность формы импульса, в разработанном регенеративном усилителе с кольцевым резонатором достигает значения 99,5%. Стабильность положения импульса генерации относительно внешнего синхроимпульса (джиттер) в схеме регенеративного усилителя не превышает значение 0,5 нс, что позволяет использовать данную схему в качестве задающего генератора 1047 нм Nd:YLF лазера для решения задач мультиволнового зондирования, требующих точность синхронизации моментов генерации лазеров не хуже 20 нс.
В рамках разработки усилителя и конструирования излучателя 1047 нм Кё:УЬЕ лазера с диодной накачкой:
1. В части разработки квантронов усилителя с диодной накачкой были представлены описание конструкции квантронов с активными элементами Кё:УЬЕ с размерами 012x140 мм и 010x140 мм, а также результаты исследования коэффициента слабосигнального усиления и равномерности распределения люминесценции в активных элементах.
2. Было определено, что при использовании лазерной диодной накачки с частотой повторения импульсов 50 Гц квантроны усилителя обеспечивают требуемые по расчету значения усиления О: не менее 15 в АЭ Nd:YLF 012х140 мм и не менее 25 в АЭ Nd:YLF 010х140 мм.
3. В соответствии с расчетом, методика которого приведена в п.3.2 указанных коэффициентов усиления достаточно для получения энергии импульсов 2 Дж в схеме двухпроходового двухкаскадного усилителя мощности.
4. Описан принцип действия двухпроходового двукаскадного усилителя мощности.
5. Приведены результаты конструирования излучателя 1047 нм Кё:УЬБ лазера
В рамках исследования основных параметров излучения 1047 нм Ш:УЬБ лазера:
1. Было подтверждено экспериментальными данными, что подходы, выбранные при разработке лазера и описанные в Главе 3, позволяют достичь энергию в импульсе 2 Дж, длительность импульса 3 нс на частоте повторения 50 Гц. Джиггер импульсов генерации в реализованной конфигурации лазера не превышает 0,5 нс, что позволяет обеспечивать требуемую точность моментов запуска импульсов генерации лазеров не хуже 20 нс.
2. Лазер обладает высоким качеством излучения в ближнем поле и дальней зоне. Расходимость излучения составляет не более 0,12 мрад, что
соответствует значению дифракционного предела 1,2х^. Стабильность диаграммы направленности лазерного излучения в дальней зоне не превышает значение СКО 0,13 мкрад.
3. Использование продольной лазерной диодной накачки позволило повысить частоту лазера до 50 Гц, что соответствует целевому временному разрешению системы регистрации, интегрированной в систему диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния [33].
4. Исследование долговременной стабильности основных параметров лазерного излучения подтвердили высокую стабильность энергетических и пространственно-временных параметров импульсов излучения разработанного 1047 нм Nd:YLF лазера с диодной накачкой. Так при 24 часовой наработке лазера нестабильность энергии (СКО) не превышала 1%. Несмотря на то что в ходе непрерывной наработки 100 млн импульсов наблюдалось незначительное снижение энергии импульсов лазера на 8%, длительность и временной профиль импульса, а также распределение интенсивности в ближнем поле и дальней зоне остались неизменными. Как показали дальнейшие проверки, причиной уменьшения выходной энергии лазера стало уменьшение коэффициента усиления в одном из квантронов усилителя вследствие постепенного падения мощности 2 лазерных диодных матриц накачки квантрона.
В заключение стоит отметить, что разработанный 1047 нм Nd:YLF лазер использовался в рамках проведения экспериментов по решению задач мультиволновой диагностики плазмы методом томсоновского рассеяния в токамаке Глобус-М2 на территории Физико-технического института им. Иоффе (г. Санкт-Петербург). Результаты экспериментов опубликованы в работе [107].
Список сокращений
Nd:YLF химическое вещество, лазерный кристалл иттрий-литиевого
фторида, легированный ионами неодима Nd:YAG химическое вещество, лазерный кристалл иттриево-алюминевого граната, легированного ионами неодима ITER International Thermonuclear Experimental Reactor, проект Международного термоядерного экспериментального реактора MOPA Master Oscillator Power Amplifier, задающий генератор -
усилитель мощности ВРМБ вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна ЭОЗ электрооптический затвор ЗГ задающий генератор АЭ активный элемент СКО среднеквадратичное отклонение
КТР химическое вещество, кристалл титанил фосфата калия РУ регенеративный усилитель FWHM Full Width Half Maximum, полная ширина по полувысоте ЛДМВВ лазерный диодный модуль с волоконным выводом (излучения) ЛДМ лазерная диодная матрица ВКР вынужденное комбинационное рассеяние ОВФ обращение волнового фронта OPCPA Optical Parametric Chirped-Pulse Amplification, оптическое
паарметрическое усиление чирпированных импульсов GSGG химическое вещество, гадолиний-скандий-галлиевый гранат Cr:YAG химическое вещество, кристалл иттриево-алюминевого граната, легированный хромом DL diffraction limit, дифракционный предел DFB distributed feedback, распределенная обратная связь
FBG fiber Bragg grating, волоконная брэгговская решетка ДОП диффузное отражающее покрытие CAD/CAM Computer Assisted Design/Computer Aided Manufacturing, компьютерное моделирование/производство под управлением компьютера
RTP химическое вещество, кристалл титанил фосфата рубидия
Список условных обозначений
Те электронная температура плазмы, эВ
Ке -3 электронная плотность плазмы, м-3
КЛ числовая апертура волокна
{ фокусное расстояние, мм
Р Р тепл.макс максимальная допустимая тепловая нагрузка, Вт/см
К теплопроводность, Вт/см*К
V коэффициент Пуассона
а коэффициент теплового расширения, К-1
Е Л модуль Юнга, Н/м
а предел прочности, Н/м2
Т0 коэффициент начального пропускания, %
Я коэффициент отражения, %
пвоздуха коэффициент преломления воздуха
0 угловая расходимость излучения, мрад
0 диаметр окружности, мм
О коэффициент слабосигнального усиления
Е Енас плотность энергии насыщения активной среды, Дж/см2
8накачки площадь зоны накачки активного элемента, см2
/потерь коэффициент полных потерь на обход резонатора
а показатель поглощения излучения в кристалле, см-1
1АЭ длина активного элемента, мм
п доля мощности, выделяемой в виде тепла, Вт
Е Езап запасенная энергия в активном элементе, Дж
^накачки длительность импульса накачки, мкс
т^Vd:FLF время жизни верхнего рабочего уровня в кристалле Кё:УЬБ,
мкс
^накачки диаметр накачки активного элемента, мм
Е вх входная энергия, Дж
Евых выходная энергия, Дж
р 1 накачки мощность накачки, Вт
Р: коэффициент корреляции Пирсона формы /-го импульса
М2 параметр качества пучка
Цнак эффективность системы накачки
Цстокс стоксовые потери
Цквант квантовый выход
Псъем эффективность энергосъема
^люм потери за счет люминисценции
Еврмб энергия импульса, падающего на ВРМБ-зеркало, Дж
Р-врмб коэффициент отражения ВРМБ-зеркала, %
М коэффициент линейного увеличения оптической системы
Список литературы
1. Ion J. Laser processing of engineering materials: principles, procedure and industrial application. - Elsevier, 2005.
2. Gladush G. G., Smurov I. Physics of laser materials processing: theory and experiment. - Springer Science & Business Media, 2011. - Т. 146.
3. Gujba A. K., Medraj M. Laser peening process and its impact on materials properties in comparison with shot peening and ultrasonic impact peening //Materials. - 2014. - Т. 7. - №. 12. - С. 7925-7974.
4. Letokhov V. S. Laser biology and medicine //Nature. - 1985. - Т. 316. -№. 6026. - С. 325-330.
5. Skorczakowski M. et al. Mid-infrared Q-switched Er: YAG laser for medical applications //Laser physics letters. - 2010. - Т. 7. - №. 7. - С. 498.
6. Kalokasidis K. et al. The effect of Q-switched Nd: YAG 1064 nm/532 nm laser in the treatment of onychomycosis in vivo //Dermatology research and practice. - 2013. - Т. 2013.
7. Killinger D. K., Menyuk N. Laser remote sensing of the atmosphere //Science. - 1987. - Т. 235. - №. 4784. - С. 37-45.
8. Fujii T., Fukuchi T. (ed.). Laser remote sensing. - CRC press, 2005.
9. Killinger D. K., Mooradian A. (ed.). Optical and laser remote sensing. -Springer, 2013. - Т. 39.
10. Motz H. The physics of laser fusion //London and New York. - 1979.
11. Miller G. H., Moses E. I., Wuest C. R. The National Ignition Facility: enabling fusion ignition for the 21st century //Nuclear fusion. - 2004. - Т. 44. - №. 12. - С. S228.
12. Philipps V. et al. Development of laser-based techniques for in situ characterization of the first wall in ITER and future fusion devices //Nuclear fusion. - 2013. - Т. 53. - №. 9. - С. 093002.
13. Pfalzner S. An introduction to inertial confinement fusion. - CRC Press,
14. Betti R., Hurricane O. A. Inertial-confinement fusion with lasers //Nature Physics. - 2016. - T. 12. - №. 5. - C. 435-448.
15. Moses E. I. Ignition on the National Ignition Facility: a path towards inertial fusion energy //Nuclear Fusion. - 2009. - T. 49. - №. 10. - C. 104022.
16. Donné A. J. H., Barth C. J., Weisen H. Chapter 4: Laser-aided plasma diagnostics //Fusion science and technology. - 2008. - T. 53. - №. 2. - C. 397430.
17. Pyatnitsky L. Laser diagnostics of plasmas //Plasma Technology: Fundamentals and Applications. - Boston, MA : Springer US, 1976. - C. 11-26.
18. Vovchenko E. D., Kuznetsov A. P., Savelov A. S. Laser Methods of Plasma Diagnostics //Lazernye metody diagnostiki plazmy. - Moscow : MIFI, 2008.
19. Aymar R. The ITER project //IEEE transactions on plasma science. -1997. - T. 25. - №. 6. - C. 1187-1195.
20. Rebut P. H. et al. ITER: the first experimental fusion reactor //Fusion engineering and design. - 1995. - T. 30. - №. 1-2. - C. 85-118.
21. Ishida S. et al. Overview of the JT-60SA project //Nuclear Fusion. -2011. - T. 51. - №. 9. - C. 094018.
22. Thomson J. J. Cathode rays. - Academic Reprints, 1897. - №. 4.
23. Glenzer S. H. et al. Thomson scattering from laser plasmas //Physics of plasmas. - 1999. - T. 6. - №. 5. - C. 2117-2128.
24. Muraoka K., Kono A. Laser Thomson scattering for low-temperature plasmas //Journal of Physics D: Applied Physics. - 2011. - T. 44. - №. 4. - C. 043001.
25. Gerry E. T., Rose D. J. Plasma diagnostics by Thomson scattering of a laser beam //Journal of applied physics. - 1966. - T. 37. - №. 7. - C. 2715-2724.
26. Bassan M. et al. Thomson scattering diagnostic systems in ITER //Journal of Instrumentation. - 2016. - T. 11. - №. 01. - C. C01052.
27. Tojo H. et al. Design of JT-60SA core Thomson scattering diagnostic system //Review of Scientific Instruments. - 2021. - T. 92. - №. 4.
28. Pasqualotto R. et al. High resolution Thomson scattering for joint European torus (JET) //Review of Scientific Instruments. - 2004. - T. 75. - №. 10. - C. 3891-3893.
29. Mukhin E. et al. Hardware solutions for ITER divertor Thomson scattering //Fusion Engineering and Design. - 2017. - T. 123. - C. 686-689.
30. Tojo H. et al. Design of collection optics and polychromators for a JT-60SA Thomson scattering system //Review of Scientific Instruments. - 2010. - T. 81. - №. 10.
31. Mukhin E. E. et al. Integration of Thomson scattering and laser-induced fluorescence in ITER divertor //Nuclear Fusion. - 2019. - T. 59. - №. 8. - C. 086052.
32. Lisitsa V. S. et al. Spectroscopic problems in ITER diagnostics //Journal of Physics: Conference Series. - IOP Publishing, 2012. - T. 397. - №. 1. - C. 012015.
33. Mukhin E. E. et al. Physical aspects of divertor Thomson scattering implementation on ITER //Nuclear Fusion. - 2014. - T. 54. - №. 4. - C. 043007.
34. Smith O. R. P. et al. A self-calibration technique for a Thomson scattering system //Review of scientific instruments. - 1997. - T. 68. - №. 1. - C. 725-727.
35. Kurskiev G. S. et al. A study of core Thomson scattering measurements in ITER using a multi-laser approach //Nuclear Fusion. - 2015. - T. 55. - №. 5. -C. 053024.
36. Kornev A. F. et al. Nd: YAG lasers for ITER divertor Thomson scattering //Fusion Engineering and Design. - 2019. - T. 146. - C. 1019-1022.
37. Harmer A. L., Linz A., Gabbe D. R. Fluorescence of Nd3+ in lithium yttrium fluoride //Journal of Physics and Chemistry of solids. - 1969. - T. 30. - №. 6. - C. 1483-1491.
38. Ryan J. R., Beach R. Optical absorption and stimulated emission of neodymium in yttrium lithium fluoride //JOSA B. - 1992. - T. 9. - №. 10. - C. 1883-1887.
39. Murray J. Pulsed gain and thermal lensing of Nd: LiYF 4 //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1983. - T. 19. - №. 4. - C. 488-491.
40. Garcia E., Ryan R. R. Structure of the laser host material LiYF4 //Acta Crystallographica Section C: Crystal Structure Communications. - 1993. - T. 49. -№. 12. - C. 2053-2054.
41. Wetter N. U. Neodymium doped lithium yttrium fluoride (Nd: YLiF4) lasers //Handbook of Solid-State Lasers. - Woodhead Publishing, 2013. - C. 323340.
42. Da Gama A. A. S. et al. Energy levels of Nd3+ in LiYF4 //The Journal of Chemical Physics. - 1981. - T. 75. - №. 6. - C. 2583-2587.
43. Fresnel A. J. Plane waves and wave propagation. - 2001.
44. Hobbs P. C. D. Building electro-optical systems: making it all work. -John Wiley & Sons, 2022.
45. Okishev A. V., Skeldon M. D., Seka W. D. Multipurpose diode-pumped Nd: YLF laser for OMEGA pulse shaping and diagnostics applications //Third International Conference on Solid State Lasers for Application to Inertial Confinement Fusion. - SPIE, 1999. - T. 3492. - C. 118-123.
46. Pollak T. et al. CW laser operation of Nd: YLF //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1982. - T. 18. - №. 2. - C. 159-163.
47. Lincoln J. R., Ferguson A. I. All-solid-state intracavity-doubled Nd: YLF laser producing 300 mW of 659-nm light //Optics letters. - 1994. - T. 19. -№. 16. - C. 1213-1215.
48. Zhang Z. et al. Experimental and theoretical study of the weak and asymmetrical thermal lens effect of Nd: YLF crystal for a and n polarizations //Applied Physics B. - 2015. - Т. 120. - С. 689-696.
49. Зверев Г. М., Голяев Ю. Д. Лазеры на кристаллах и их применение //М.: Радио и связь. - 1994. - Т. 247.
50. Koechner W., Properties of solid-state laser materials //Solid-state laser engineering. - 2006. - С. 38-101
51. Hatae T. et al. Development of a YAG laser system for the edge Thomson scattering system in ITER //Review of Scientific Instruments. - 2012. -Т. 83. - №. 10. - С. 10E344.
52. Kornev A. F. et al. Nd: YAG lasers for ITER divertor Thomson scattering //Fusion Engineering and Design. - 2019. - Т. 146. - С. 1019-1022.
53. Knights M. et al. High-power Nd: YLF laser performance //Conference on Lasers and Electro-Optics. - Optica Publishing Group, 1984. - С. WM1.
54. Kushida T., Marcos H. M., Geusic J. E. Laser transition cross section and fluorescence branching ratio for Nd 3+ in yttrium aluminum garnet //Physical Review. - 1968. - Т. 167. - №. 2. - С. 289.
55. Koechner W., Thermo-optic effects //Solid-State Laser Engineering. -2006. - С. 423-487.
56. Degnan J. J. Theory of the optimally coupled Q-switched laser //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1989. - Т. 25. - №. 2. - С. 214-220.
57. Koechner W., Q-switching //Solid-state laser engineering. - 2006. - С. 488-533..
58. Men S. et al. Electro-optically Q-switched dual-wavelength Nd: YLF laser emitting at 1047 nm and 1053 nm //Optics & Laser Technology. - 2015. - Т. 68. - С. 48-51.
59. Deana A. M. et al. 1kHz repetition rate, mode-controlled, passively Q-switched Nd: YLF laser operating at 1053 nm //Solid State Lasers XXI: Technology and Devices. - SPIE, 2012. - Т. 8235. - С. 66-72.
60. Bollig C. et al. Power and energy scaling of a diode-end-pumped Nd: YLF laser through gain optimization //Optics Express. - 2010. - T. 18. - №. 13. -C. 13993-14003.
61. Ball G. Injection seeding of a Q-switched Nd:YLF oscillator : gnc. -University of Rochester. College of Engineering and Applied Science. Dept. of Optics, 1987.
62. Xu F. et al. All diode-pumped 4 Joule 527 nm Nd: YLF laser for pumping Ti: sapphire lasers //High-Power, High-Energy, and High-Intensity Laser Technology III. - SPIE, 2017. - T. 10238. - C. 8-15.
63. Wall K. F. et al. A 40-W, single-frequency, Nd: YLF master oscillator/power amplifier system //Advanced Solid State Lasers. - Optica Publishing Group, 1999. - C. MC4.
64. Jiang-Feng W. et al. Haughly Stable, Diode-Pumped Nd: YLF Regenerative Amplifier //Chinese Physics Letters. - 2008. - T. 25. - №. 2. - C. 524.
65. Okishev A. V., Zuegel J. D. Highly stable, all-solid-state Nd: YLF regenerative amplifier //Applied optics. - 2004. - T. 43. - №. 33. - C. 6180-6186.
66. Foster J. D., Osterink L. M. Thermal effects in a Nd: YAG laser //Journal of Applied Physics. - 1970. - T. 41. - №. 9. - C. 3656-3663.
67. Quelle F. W. Thermal distortion of diffraction-limited optical elements //Applied optics. - 1966. - T. 5. - №. 4. - C. 633-637.
68. Kasinski J. J., Burnham R. L. Near-diffraction-limited, high-energy, high-power, diode-pumped laser using thermal aberration correction with aspheric diamond-turned optics //Applied optics. - 1996. - T. 35. - №. 30. - C. 5949-5954.
69. Werner O. et al. Forward phase conjugation by three-wave mixing with bacteriorhodopsin //Optics communications. - 1992. - T. 92. - №. 1-3. - C. 108110.
70. Yariv A., Pepper D. M. Amplified reflection, phase conjugation, and oscillation in degenerate four-wave mixing //Optics letters. - 1977. - T. 1. - №. 1. - C. 16-18.
71. Bai Z. et al. Stimulated Brillouin scattering materials, experimental design and applications: A review //Optical Materials. - 2018. - T. 75. - C. 626645.
72. Hellwarth R. W. Theory of stimulated Raman scattering //Physical Review. - 1963. - T. 130. - №. 5. - C. 1850.
73. Heer C. V. Theory for the measurement of the forward-scattering cross section with photon echoes //Physical Review A. - 1974. - T. 10. - №. 6. - C. 2112.
74. Ya Z. B. Correction between the wave fronts of the reflected and exciting liquid in stimulated Mandel'shtam Brillouin scattering //ZhETF Pis, Red. -1972. - T. 15. - C. 160-164.
75. Nosach O. Y. et al. Cancellation of Phase Distortions in an Amplifying Medium with a" Brillouin Mirror" //ZhETF Pisma Redaktsiiu. - 1972. - T. 16. - C. 617.
76. Rockwell D. A. A review of phase-conjugate solid-state lasers //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1988. - T. 24. - №. 6. - C. 1124-1140.
77. Hon D. T. Applications of wavefront reversal by stimulated Brillouin scattering //Optical Engineering. - 1982. - T. 21. - №. 2. - C. 252-256.
78. Pepper D. M. Nonlinear optical phase conjugation //Laser handbook. -Elsevier, 1985. - C. 333-485.
79. Zel'Dovich B. Y., Pilipetsky N. F., Shkunov V. V. Principles of phase conjugation. - Springer, 2013. - T. 42.
80. Fisher R. A. Optical phase conjugation. - Academic press, 2012.
81. Koechner W., Optical Phase Conjugation //Solid-State Laser Engineering. - 2006. - C. 669-679.
82. Hon D. T. Applications of wavefront reversal by stimulated Brillouin scattering //Optical Engineering. - 1982. - T. 21. - №. 2. - C. 252-256.
83. Lü Q. et al. A novel approach for compensation of birefringence in cylindrical Nd: YAG rods //Optical and Quantum Electronics. - 1996. - T. 28. - C. 57-69.
84. Carr I. D., Hanna D. C. Performance of a Nd: YAG oscillator/ampflifier with phase-conjugation via stimulated Brillouin scattering //Applied Physics B. -1985. - T. 36. - C. 83-92.
85. Dane C. B. et al. Design and operation of a 150 W near diffraction-limited laser amplifier with SBS wavefront correction //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1995. - T. 31. - №. 1. - C. 148-163.
86. Grichine M. V., Ratcliffe D. B., Rodin A. M. Design of a family of advanced Nd: YLF/phosphate glass lasers for pulsed holography //Sixth International Symposium on Display Holography. - SPIE, 1998. - T. 3358. - C. 194-202.
87. Yoshida H. et al. Two-beam-combined 7.4 J, 50 Hz Q-switch pulsed YAG laser system based on SBS phase conjugation mirror for plasma diagnostics //Japanese journal of applied physics. - 2004. - T. 43. - №. 8A. - C. L1038.
88. Van Wonterghem B. M. et al. Performance of a prototype for a large-aperture multipass Nd: glass laser for inertial confinement fusion //Applied Optics. - 1997. - T. 36. - №. 21. - C. 4932-4953.
89. Caird J. et al. Nd: glass laser design for laser ICF fission energy (LIFE) //Fusion Science and Technology. - 2009. - T. 56. - №. 2. - C. 607-617.
90. Rao R. et al. Highly efficient, widely tunable kilohertz repetition rate ti: sapphire laser pumped by nd: ylf laser //Advanced Solid State Lasers. - Optica Publishing Group, 1989. - C. AA9.
91. Phung V. L. J. et al. Development of a 1 TW/35 fs Ti: sapphire Laser Amplifier and Generation of Intense THz Waves Using Two-Color Laser Filamentation //Photonics. - MDPI, 2021. - T. 8. - №. 8. - C. 316.
92. Ishii N. et al. Seeding of an eleven femtosecond optical parametric chirped pulse amplifier and its Nd/sup 3+/picosecond pump laser from a single broadband Ti: Sapphire oscillator //IEEE Journal of selected topics in quantum electronics. - 2006. - T. 12. - №. 2. - C. 173-180.
93. Khurgin J. B. et al. Cost-effective low timing jitter passively Q-switched diode-pumped solid-state laser with composite pumping pulses //Applied optics. -2002. - T. 41. - №. 6. - C. 1095-1097.
94. Cole B. et al. Reduction of timing jitter in a Q-Switched Nd: YAG laser by direct bleaching of a Cr 4+: YAG saturable absorber //Optics express. - 2009. -T. 17. - №. 3. - C. 1766-1771.
95. Barnes N. P., Barnes J. C. Injection seeding. i. theory //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1993. - T. 29. - №. 10. - C. 2670-2683.
96. Barnes J. C. et al. Injection seeding. II. Ti: Al/sub 2/O/sub 3/experiments //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1993. - T. 29. - №. 10. - C. 2684-2692.
97. Yokoyama Y. et al. 1064-nm DFB laser diode modules applicable to seeder for pulse-on-demand fiber laser systems //Optical Fiber Technology. -2014. - T. 20. - №. 6. - C. 714-724.
98. SpieBberger S. et al. Narrow linewidth DFB lasers emitting near a wavelength of 1064 nm //Journal of lightwave technology. - 2010. - T. 28. - №. 17. - C. 2611-2616.
99. Feng Z. et al. A compact linearly polarized low-noise single-frequency fiber laser at 1064 nm //Applied Physics Express. - 2013. - T. 6. - №. 5. - C. 052701.
100. Mohrdiek S. et al. Performance and reliability of pulsed 1060 nm laser modules //Fiber Lasers V: Technology, Systems, and Applications. - SPIE, 2008. -T. 6873. - C. 447-453.
101. Zayhowski J. J. Limits imposed by spatial hole burning on the singlemode operation of standing-wave laser cavities //Optics letters. - 1990. - T. 15. -№. 8. - C. 431-433.
102. Draegert D. Efficient single-longitudinal-mode Nd: YAG laser //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1972. - T. 8. - №. 2. - C. 235-239.
103. Frantz L. M., Nodvik J. S. Theory of pulse propagation in a laser amplifier //Journal of applied physics. - 1963. - T. 34. - №. 8. - C. 2346-2349.
104. Rodgers J. L., Nicewander W. A. Thirteen ways to look at the correlation coefficient //American statistician. - 1988. - C. 59-66.
105. Skinner D. R., Tregellas-Williams J. Total energy and energy distribution in a laser crystal due to optical pumping as calculated by the Monte Carlo method //Australian Journal of Physics. - 1966. - T. 19. - C. 1.
106. Vanherzeele H. Continuous wave dual rod Nd: YLF laser withdynamic lensing compensation //Applied optics. - 1989. - T. 28. - №. 19. - C. 4042-4044.
107. Kurskiev G. S. et al. Electron temperature measurements at the Globus-M2 tokamak using multi-laser Thomson scattering //Pisma v Zhurnal Tekhnicheskoi Fiziki. - 2021. - T. 47. - №. 24. - C. 41-45.
Приложение А. Акт внедрения
Приложение Б. Список публикаций
3 mJ 6 ns 100 Hz 1047 nm Nd:YLF laser with transform-limited pulses
A-F-Kometf'- A.M.Mabarov 'Yu.V.KatKfivJ. V.V.Koval1-1, EAVikiorov1 Lasers & (iptical ij stems» Co. Ltd.. Sunt Petersburg. Russian I edention :1J MO University. Saint Petersburg. Russian federation
A hhEj'jLi — We dehcktpcd j dluttL^ond-puuiprJ 1114*? niu N4:YLF lasi-r luutl uti j i(j* hl i arii l amplifier «Im-li pruilgtq )mJ bm iiaaiioriu-Jiiiiirvd jiulsrs a: IJJ llj mini fai^i btim ■tuilliv Tht kwt Jlji * Liiiii^ci dtikiu jh<I dtuioiiimUi ciLVllejii lui^-maiftabUfy ufilii- i..uifiii[ ^utx',
Knwanb — NdiVLh Ijitr: rijtDtnllhtuijilllIir
L INTRODUCTION
Lascn producing hiuhly slabEe trans funn-Jimi ted mJ pulsus are widely used in app-lieations such as spectroscopy. laser ranging, remote sensing. etc. [1. En many at' i Iil-hl: applications \d:YA(i lasers art well represented feat unng high stability o? both pulse cuojy and pulse shape as well as great long-term performance. However, specific ppl such as
¡'hnru.wn scKlninj diagnostics require using Lasers unh the above parameters buL operating a* E!>47 nm wavelength, although they are barely covered in the literature and offered to Ik market.
Wercpofl a 1U47 nm NiYLF Eascr based on a rcgenerative amplifier injected with a CW DFU laser, this approach aiiowed obtaining high Eong-term stability (rf the output pulse energy. trans lorni-limi Led pulses uith high shape stability. high beam quality and compact design.
II. Laser design
The optical layout ol ¡he laser ¡s shoun in E ig. I. [I consists of a Cflf 11>47 nm DP [J laser, a puke sheer based on a Pockcis ccIL pump optical system and j j-mtfcr-long folded ring cavity.
Laur ouipa: a m fi »1» Hi ffl 1 MJ nm
jr* fSfes*-
I—- / IBirjiL?
в !П0 I
•C- T-Hjr
11- /Ч ГЧг«
—Ос i > [■
_
I ILT. I I t^i IL.II LIYOUJ ,>r |ij:- nm Nd:V] .T TU L'L-nLrji:\IijLLT
lJulse sheer is used to sljce Li n> seed pulses from CW radiation of the L)J-£i Lhsct -which are iit|ected [nits the regenerative amplifier cavity № Ut-'U ta!ier in protected from optica] feedback from the regenerative amplifier bv a miniature J-araday isolator. A CLtmhinatron of a two-pa.'S Faraday issJator louether with a hirelrinqent uedj^e and a backward mirror provides low forward losses and ]>uod optica] isvJalion oi&? dU.
A DS^Jt) mm NidiYLF laser rod with Nd'" concentraijon of J at.% wjj end-pumped «nth a single fiber-coupled li(i& nm
laser Jidde module. Hump energy was pf'25 mJ. about 75% of the- value Ex?mg abjxirfacd in the laser rod. I'ump pulse width was of j20 us at IU0 Iti puJsc repetition rate. L-.Eid-fKimfiLnjt was used to provide ILMH ¡seneralion and overlappLriu ct the t l-.Mjtmode with the pump volume within the laser nod.
1 he intTBCBvity fDckels cell vss used as a switch to lock the injected pulse in the cavity and release it alter amplification. IJsinu a Dove prism in a multi-folded nnu cavity pnsvided misalignment resistance of the resonator. Ihe regenerative amplitier is enclosed in a solid aluminum block. '[ he lootpnnl of the laser is mm x 120 mm.
111. R[:StrLIS AND CONCLUSION The input seed pulse cneriiy wai 1(J"L- J. We obtained 3 nil output pulse encruy at liHI ti? pulse lepetttion rate atler -Ifi round Inps of ihe canity, which corresponded to ihc 5am of 1U*. I he nptical-to-optical eftiLiency was - 17'!* calculated m relation 1o the absorbed eneT^y. Ihe rcpenerativc amplifier produced 6 ns pulses wnh smooth and slabtc puLse shape. PuLse shape stability with I'caraon correlation coefficient of was measured tor iUUCXJ pulses. Ihe oulput pulse spcclra! width measured with Kahry-i'enot inlerfeiometer was less than IOCS MIL/ which corresponds to neaHy traitdorm-l 1 miied pulses.
Ihe lauer could be operated in ihe ranee tmm (> IE? JIJOK7 without significant change of the output pulse characteristics. In the long-term non-stop operation test [11 Ji houni) the output pulse enerjjy remained widi KMS. the output pulse duration stability was KMii. Ihe beam
quality did not alter, ^ith .2.
We developed and tested a .1 ml 1IM7 nm Nd:VU- laser based on a regenerative otuphfier fealurini; hiuhly stable transfonn-J imited pulses along uith compact design and excellent lon.n-term perfomnnce.
R£TER£NCB
[1 j Vitudc, l_ Lnu^'thanL D. T.. Vtalsim-, D.. LaRiK, J., Aujrtnrfi. D.J, t WodllL, A. \1. (2010t Gcncnuuti or lLsiublc nzirm- bcmJuidlli luriihsccond in thu Jij^p uLin\ :;:L-1 Ijr l'ccil! . i:1. uplical pumpmc
and j|:jL ipccinjouifTV. tijvjdw ji" ti>inijr^Qls.
FJHSK UiJIOh-.
11 [ Elippki!, M. (2'rl^l. InLLT^kllj^ cuBioiiMiK^ian: Shiin p-jlr.i ducalim liinit^ i'V i^pi K'lil St TL Jaumal ■.'! V.^vip-.h', >iL r- and Asirannr-v, i^iil. t-1T
[31 Konun. A. f. Kditmdv, A. Si PotmiLi^. V. ?_ 1301 Ji, Juncl. IS mJ 1..1 nit l.'Ir-.'.iU'jr:.;. ^ V- nm \J: YAG Iumt baiod ;m 1_D mJ:alHin jmp-ldcmKin- In. ZD 13 liucnLuiDiiol C^hiI'ltchlc Laur Optics ll£"[.(lKjip. [Ji-Ml. IEEE
ISS.\ IMt-7t>m. ru~m amu Kvrn. X2i »mm. vf. rt IBS-/ml c nrktjo iv. .w.'
««x ralOlhr **mni>. -W.'. p>MI>M » >i;il» Hun. JUK. >«/ «. .%». I. ML 711- at
= TOKAMAKS =
Thomson Scattering Diagnostics of Plasma Electron Component for the Tokamak with Reactor Technologies
G. S. kurskiev* \ E. E. Mukhirf. A. N. KovaK N. S. ZUTtsoV, V. A. Sotovei». S. Yu. TolstyakoV, E. E. Tkachenko*. A. G. Rasdobarin". A. M. Dmitris, A. F. KnnHrv, A. M. Makarm', A. V. Gorshkm'. G. M. Asadulin'. A. B. kukushkin'. P. A. SdtuhenskiP, and P. V. ( hernakov
* loffe Institute. Hussion Academy of Sciences. Saint Petersburg. 194021 Russia 6 Aimstantinm Petersburg \uclear Physics Institute of Motional Research Center 'Kurchatov Institute." Gatchina. Leningrad return. 188300 Russia 1 Lasers and Optical Systems Co. Ltd.. Saint Petersburg. 1990S J Russia
* IJMO IMhmUy. Saint Petersburg. 197101 Russia 'Joint Stock Company Spectral'lech." Saint Petersburg. 19422.1 Russia *e-mail: Oleb Kurdiirv&mail iuffe ru RcceKvd March 19. »22. revised April 27. 2022; ««pled Miy 25. 2022
Abstract—The po&sihiliticsarc considered of using the Thomson scattering diagnostics of core and edge plasmas in the tokamak with reactor technologies, which is under design Tile problems arc described that can he solved using the Thomson scattering diagnostics, including the possibility of controlling the plasma current profile Technical requirements for the diagnostics are formulated The possibilities arc analyzed of us arrangement in the tokamak vacuum chamber The accuracies are estimated of measuring the electron temperature and density of the plasma created in the tokamak. Particular attention is paid to ensuring the oper-ability of the proposed diagnostics in the reactor regime of the tokamak operation
keywords: plasma diagnostics. Thomson scattering, electron temperature, fusion reactor, tokamak with reactor technologies. TRT DO!: 10.11 M/S106 i780X2 2600487
I INTRODUCTION The success of largc-scalc fusion experiments strongly depends on the capabilities of diagnostic systems The most important task of the protect of tokamak with reactor technologies (TRT) is to obtain and control the stationary plasma discharges with subfusión plasma parameters at high heating powers. Generation of fusion neutrons suggests the facility operation in regimes with high plasma density, in which the most pari of the current will be the bootstrap current generated by the plasma, which will be driven by the density gradient of trapped electrons |l|. To obtain such regimes, different methods arc used to affect the plasma current profile in order to obtain nonmonotonic profiles of the stability factor q with the minimum value higher than I.S. Stable operating regimes of this kind were obtained at the largest tokamaks w ith high aspect ratio, such as the ASDEX-li |2-4|, DIII-D15. 6|. JET [7.8|. and JT60-U |<)| In such regimes, as a rule, tokamak operation occurs near the threshold of development of the resistive helical instabilities, which limit both the efficiency of plasma confinement and the global MHD stability of the plasma column.
As an example, we mention the results from the NSTX tokamak. in which the regimes with the bootstrap current being 70% of the total plasma current were obtained at rather high values of normalized beta [J, > 6 1101. To control the MHD stability of such discharges, reliable and accurate measurements of the spatial distributions (profiles) of the plasma kinetic parameters are required, including the profiles of electron temperature T, and electron densit)
Diagnostics of the electron plasma component using the Thomson scattering (TS) of laser radiation makes it possible to reliably measure the evolution in time t of the spatial distributions along the plasma radius r of the electron temperature T,(r. t) and electron density nc(r, t) In some eases, it is also possible to measure the radial distributions of the toroidal plasma rotation velocity K^r) |ll|, Rased on the measured 7",(r, l) and ttJLr, /) distributions, it is possible to determine the energy content of the plasma electron component (Wc), the ratio of the electron pressure to the magnetic fiekl pressure ((},). the mean electron density (<»0). as well as the reduced width of the temperature
855
85Ó
KLRSKIEV ct al.
\Ljk) and density (Lnr) gradients. The data of the TS diagnostics is required to calculate the axisymmetric two-dimensional {along the major radius and vertical coordinate} force equilibrium of the plasma column. which makes it possible to determine the position of the magnetic axis and the two-dimensional distribution of the poloidal magnetic flux inside the separatrix. Knowledge of the Tr(R. /) and t) distributions is indispensable for studying the physical processes occurring in the reactor plasma that affect the efficiency of plasma heating and its M H D stability, and determine the generation power of high-energy neutrons, which is the target product of fusion reactor.
Reliable measurements monitoring the Wr, and f!e parameters are required to control the tokamak operating regime, as well as to avoid emergency situations associated with the disruption of the plasma current [ 12]. Another task of the TS diagnostics, which is no Jess important, is the possibility of implementing the promising schemes for controlling the plasma current profile (the so-called "hybrid" or "advanced control" regimes). Such schemes are focused on optimizing both the neutron yield of fusion reaction by means of controlling the energy input profile of heating systems and generation of noninductive current [13]. At the ITER tokamak. it is just the TS diagnostics that is designed to provide the feedback for controlling the hybrid regimes.
At present, the advanced fusion facilities are equipped with several TS systems that control the core plasma |14—16), and the edge 1171 and divertor plasmas f 181, 'he electron temperatures of which vary in the ranges of 0.3-20 keV, 0.02-2 keV, and 0.3-20 eV. respectively. When implementing the TS diagnostics at fusion reactors, one of the problems is the deterioration of the optical system transmission and distortion of its spectral characteristics due to the radiation-induced absorption and contamination of optical elements by erosion products of the tokamak first wall [19]. Since it is extremely difficult to calibrate regularly the transmission of the scattered radiation collection system during reactor operation, the reliability of the TS diagnostics data will decrease with time The changes in the absolute calibr ation of the system can be followed up using the Raman or Rayleigh radiation scattering by gas, as well as by means of comparing the integral of the plasma density profile measured using the TS method with the chord-averaged interferomet-ric measurements. Spectral calibration requires placing a light source with known spectra] characteristics inside the vacuum chamber, which is impossible under the conditions of operating reactor. This problem can be solved using the method of multiwave laser pmbing |2Q|. This approach, based on the simultaneous observation of response signals to the pmbing radiation with different wavelengths, is planned to be used in all three TS diagnostic systems of the ITER reactor [21]. The first preliminary experiments using this approach per-
formed at the RFX-mod facility showed promising results [22]. In 2021, at the Globus-M2 tokamak. the TS diagnostics was demonstrated based on the pulsed NdiYAG lasers (1064 and 1047 nm), which is capable of measuring the electron temperature under conditions of the unknown spectral characteristic of the light collection system |23|.
In this work, we analyze the applicability of the Thomson scattering (TS) method for diagnosing the electron components of the core and edge plasmas of the tokamak with reactor technologies [24]. In Section 2, we discuss the technical requirements for the TS diagnostics. In Section 3, a possible scheme is considered ofthe diagnostics installation at the TRT tokamak. In Sections 4 and 5, we analyze the expected measurement accuracies for the chosen schemes, including the scheme based on application ofthe multiwave TS method
2. GOALS AND MISSIONS OPTS DIAGNOSTICS IN THE TRT PROJECT
The main technical characteristics ofthe Thomson scattering diagnostic system are the spatial area of measurements, the spatial and temporal resolutions, the required measurement ranges of electron temperature and density, as well as the maximum admissible measurement error. The elaboration of technical requirements for the diagnostics is the most important part of the work preceding the development of the diagnostic system. At the same time, unreasonable hardening of requirements should be avoided, since this can result in considerable complication of the diagnostic system, which affects both its cost and reliability.
An important task ofthe TS diagnostics is the measurement of electron temperature and density gradients, the knowledge of which is necessary to study the processes of heat and particle transport across the magnetic field caused by plasma turbulence. It is reasonable to separate the requirements for the diagnostics in the "core" and "edge" plasma regions, since in the improved confinement mode (H-mode), the transport barriers are formed near the last closed magnetic surface |25|. At the plasma edge, the main task, which is solved by the TS diagnostics, is the experimental determination ofthe width and height ofthe "pedestal" on the spatial profile of the plasma pressure. These parameters determine the stability of the periphery with respect to the development ofthe peeling-ballooning instabilities of the ELM type, which can considerably increase the power of heat load onto the reactor first wall. The results of simulating the plasma discharge scenarios in the TRT tokamak are given in 124, 26]. The simulations showed that the peripheral transport barrier will be located in the radial range rfa > 0.9, where rju is the reduced minor radius ofthe plasma column, and a is the maximum radius of the separatrix of magnetic surfaces (r/a =1).
PLASMA PHYSICS REPORTS Vol. 4S No. S 2022
THOMSON SCATTERING DIAGNOSTICS OF PLASMA ELECTRON COMPONENT
857
Table 1. Technical itquircmcnls for the Thomson scattering diagnostics for Ihc TRT tokamak
Parameter o IT" " Periphery''
Coverage area along minor relative plasma radius r/a < 0.85 O.S5</-/a < 1.1
Spatial rest)] Lit ion. mm 30 10
Range of electron temperatures, keV 0.2 <Tr<25 0.025 < i", < 10
Range of clcct ran densities nc, lO^m-5 0.1 < n, < 2.5 0.05 < n„ < 2 .5
Error in measuring Tc for single measurement 10® 10%
Error in measuring n, for single measurement 5% 5%
Time resolution in normal/forced operation, s 0.01/50 * lO"6 0.01/50 * I0-4
In addition to the difference in the required spatial resolution, the range of expected temperatures will also be considerably different for the core and edge plasma regions. Fot the shots with deuterium and deuterium-tritium plasmas, the election temperatures in the core plasma region (r/a < 0.S5) are expected to be in the range of 1—20 keV. In the regimes with lower energy loads, as well as in the phase of plasma current rise, the Te temperatures can be considerably lower, so it is reasonable to extend the requirements for the Te working range in the core region up to the wider range of 0.2—25 keV. In the pedestal region. it will be sufficient to ensure the Tc measurements in the temperature range of 0.025—10 keV. It is expected that the volume-averaged plasma density will reach 2 * lO3" m 3. At the same time, in the core plasma region, the local densities can be up to 2.5 x lO5" mrJ. For the core plasma region, it is sufficient to limit the working density range from below to ~l x I0rt mr3, if otily we do not pose the problem of performing measurements in the initial discharge stage (close to the gas breakdown). At the same time, for the edge plasma region, the requirements are more strict. On the one hand, in the pedestal region, the local nc densities are expected to be close in magnitude to those in the core region or may be even higher, for example, hi the case of using pellet injection for fuel supply. On the other hand, to determine the pedestal width. It is necessary to perform measurements at the plasma densities characteristic of the near-wall layer, i.e., at densities of 5 * 10" m--5 and even lower.
Time resolution of the TS diagnostics (for the single-pass probing scheme) is determined by the laser pulse duration and is of the order of 10 ns. At the same time, when studying the dynamics of processes occurring in plasma, time resolution is determined by the repetition rate of laser pulses, which can range from I Hz. to several tens of kilohertz, depending on the type of laser sources used. We will further associate just this characteristic with the time resolution of the TS diagnostics. As a rule, the required time resolution should be 1/10 of the characteristic time scale of the phenomena to be studied or controlled. For the TRT tokamak, the plasma energy lifetime, which deter-
mines the rearrangement of the Tr(r, l) and ttjr, t) radial profiles due to diffusion processes, is expected to be of the order of tenths of a second 124|. Taking into account that at lower currents and plasma densities, the energy lifetime can be several times shorter, the monitoring measurements should be performed every 10 ms. At the same time, to study the dynamics of fast processes (such as the sawtooth oscillations, edge-localized instabilities (ELMs), and pellet injection}, the required measurement frequency can be several tens of kilohertz.
Based on all of the above, the preliminary technical requirements can be formulated in the form presented in Table ' In the following Sections, the possibility of implementing a system that meets these requirements will be discussed. As the TRT operation scenarios will be developed and refined, and the discharge control systems will be created, it will be necessary to replenish the technical requirements for the diagnostics and, if necessary, correct the design of the diagnostic system.
3. DESIGN PLACEMENT OF THE DIAGNOSTICS AT THE TOKAMAK
The most common schemes of the TS diagnostics placement at tokamaks are the vertical probing in the selected poloidal cross section of the facility [27—29], and probing in the equatorial plane when measurements are performed both from the low and high magnetic field sides. The latter scheme, which is typical of the facilities with small aspect ratios f 16, 30], has a number of advantages and ensures additional possibilities. The advantages include the possibility of determining the plasma position along the major radius R of the tokamak toroidal chamber, as well as the Sha-franov shift. The measured pressure profile can be used as input data for determining the poloidal magnetic flux map using the equilibrium codes, such as EFIT. SPIDER, etc. The measurements of the electron pressure gradient at the plasma periphery, which Is the jnain driver of the ballooning modes development, will be also performed in the most interesting region with the low magnetic field. In the case of considerable toroidal rotation of the plasma, it is possible
PLASMA PHYSICS REPORTS Vol.48 No. S 2022
KLRSKItV ct al
K58
Fie. I. Schenulic of placement of the Thomson scattering dugmKUcs in projection Onto cijiuUiruij plane of l he TRT lülLuiuk ilop view). </) Assumed plasma boundary lilpouiblc probing chonli. (J) region of Lucí beam focusing fnwn which it iv planned to observe scattering radiation signals; 4 4) whenulse representation of angles for collecüng wallered radiation jekI (5) trap ior Uwr radia-iKin The numbers in dari cuetes tucaced akieig the perimeter of the TRT toroidal clumbcf indícale the cotre^wnd-mg pon number.
to determine the spatial distribution of the velocity of plasma toroidal rotation using the "centrifuge" effect 1311- The proposed placement of the TS diagnostics at the TRT tokamak is shown in Fig. I. With allowance for the above, as well as for the existing design of the vacuum chamber, we sec that using the scheme with vertical probing, it is very difficult to preside for probing of the core plasma region. Therefore, we will consider the scheme with probing in the equatorial plane. The proposed chords for probing are shown in Fig I, When choosing a chord for probing, it is necessary to
Table 2. Main parameters of scattered radiation collection systems
Parameter Value
Coverage area -0.3 < r/a < I.I
Coverage area along the major torus 1.98-2.77
radius R. m
Solid angle. I0-3 sr 11—18
Scattering angle. ° 119-60
Aperture of first mirror, mm 360 x 210
minimize the contamination of the mirror surfaces closest to the plasma, as »ell as to ensure the sufficiently low power density of laser radiation falling onto the laser mirrors (considerably below the damage threshold of their surfaces). On the other hand, it is necessary to avoid falling of the laser radiation onto the inner wall of the facility, as this can result in "blinding" of diagnostics due to the presence of "spurious" laser radiation scattered from the walls. In the proposed probing scheme, a trap located on the outer wall of the vacuum chamber (on the low magnetic field side) will be the source of spurious radiation. In this case, the laser pulse duration of 10 ns (typical for high-power modem commercial Nd:YAG lasers) is sufficient for the time separation of the spurious signal and the useful TS signal. For the geometry under consideration. the separating time interval will be more than 20 ns. The third task is to ensure conditions for the safe absorption of laser radiation in the trap When the laser beam is focused in the assumed region of observ ation, its diameter on the vacuum chamber w indow will be more than 40 mm. which makes it possible to install the focusing lens outside the chamber. The mean energy density at the deflecting mirror will be less than 0.2 J/cm- at the source energy of 3 J. which Is the admissible load for commercially available dielectric mirrors. The diameter of the laser beam in the region of the trap reaches 50 mm. which makes it possible to use rather simple trap made of molybdenum or tungsten
To measure the TS signals from both the core and peripheral plasma regions, r/a * —0.3—0.8, </?= 1.98— 2.77 m). we propose to install the collection system for the scattered radiation in the neighboring port. It is possible to bring out the collected radiation from the vacuum volume using the system of mirrors (Fig. 2). Here. R is the coordinate along the major radius of the facility, r/a is the reduced minor radius of the plasma column, and negative values of r/a correspond to the part of the observation chord located in the region of high magnetic field. The main parameters of the systems for collecting light scattered in the plasma are given in Table 2.
4 SYSTEM FOR RECORDING SCATTERED LIGHT SIGNALS AND ANALYSIS OF MEASUREMENT ACCURACY
To record laser scattering signaLs. it is proposed to use spectrometers based on interference filters |32|, which imply measurements using wide spectral channels. The advantage of using filter-based devices consists in reducing the energy of the probing laser to the minimum possible level, which, in turn, makes il possible to increase the repetition rate of laser pulses and reach the maximum time resolution ofthe system. The measurements of spectral contours corresponding to the electron temperature T. equal to 20—25 keV at scattering angles of 100°-120° require recording the
PLASMA PHYSICS RCPORTS Vol 48 No. 8 2022
IHUM^ON StAl'lLKING LUAGNOi I It S U! PLASMA ELECTRON LOMl'ONLM
sf.t
ucts. Since I he Thomson scnitcring systems should niAiiurt Ihc shapeoftlvscarteied ladiiinon spcctri in a wide ipectral range. The diagnostic* becomes very sensitive |u changes 111 [lie [гдтпн^моп of the Optical path. The бйСШППсс of mch chafes will result in the sysicntatic errors in [he measurements of election [eniperaiure i distortion of [he spectral iransmbisiunp and prisma density (changes in ihc absolute transmission J. To ensure reliable measurerKTts of plasma parameters, l! is necessary to control careful I у the in II spectral rfljwe of [he light Collection system during tlte 1 okamak ope nt inn To measure regularly ftie spoc-t nal charaetmslic о! I he optical pat h transmission, it is пееншу to iomll the light йшнг with knern п spectrum in front of the lint opt leal element Inside the WcUUin chamber of the кйшта^ whh itaClor tccbnijl-opn (fusion reactor). Such an operation would be quite complicated Wert during the planned opening of Гил]ин rrdtlur during the intermediate luainlenance, and during the waiting campaign, it is tompletely impaeiStk. Tint most optimal solution ют his problem would be ¡o perform spectral calibration directly during I he plasma discharge. simullaneously with h>u-tlnc measurements This approach can be implemented based on the idea Considered [heoretie.ilh in fJ4|. The idea consiblA in probing the pliLbitta. null monotrhnnmaLie radiation a[ different wavelengths with minimal time intervals so ihit the dcclmn tem-pcrnurc in the plasm j volume under study do» not have time то change between the laser probing pulses. In I hi* сям, [be spectra of scattering signals recorded front one spatial volume can k.innbutolto Lhcum electron temperature. l'hc ratios of die Thomson scattering signal inlensilies lecorded in the selected Spectral channel, hui corresponding In different frequencies of probing lasers, can be dtlierenl depending on the plasma electron temperature, but do not depend on [he transmission of the lielit col led ion system. This approach makes it possible to determine ihc dcclmn temperature T¥ of the plasma in the ease of unknown spectral characteristic of the collecting optics, as well as to perform the spectral calibration of tltt sractti using directly [he ссш lours of [lie Thomson Scattering ipcttn as a calibration light source.
by analogy v. п It The ease of one proving wavc-Icitfih. rising the letut squares technique, we can write [he parameter in [he lollowiHg i"o(iti.
<11
jnJ/lJ;.!,,,) is [he follow Lng function of ilieelecirun temperature and wavelength of I he probing rad Lit ion:
= AE
4
AL*Kj)
<2>
»here A is the absolute calibration factor, which should be determined using a separate procedure for absolute sensitivity calibration. At file beginning of tile i| lag luwtic s iipcnlinn, the C, coefficients art assumed Ui Ik eqn.ii to 1. and the ekinge-. in the spectral characteristic of the recording system can be represented by changes in the corresponding C, coefficient. Tiuih. monitoring I he changes in tile C„ coefficient we can con! rnl the changes in the spectral e hancle rsi tic of I he sysion, minimising lite systematic error in measuring the election temperature Tr To preliminary estimate the error* in determining Tr and C parameter n. we can Use an approach proposed in |ii] and calculate the diagonal elements ol'lhe tmnriance matri*:
(Jr r. Q/- O,
0"
<
JQfj
<
ИТ?
jnL
bl,BC1
д TjC, Л TjC2
it; ac^c,
¿тле*,
hCftCi
ilL
at";
Here. is [he wavelength of the rr h probing laser. /Is tlte nide\ of the spectral channel, L-, r and (j,, ate the ■lumber of phuloeleclrorls recorded bs [he T5 dlag-nostks antlesiintaie ofitsdispension in the Ah spectral channel for The лЬ probing wavelength, С is the correction factor tuctl for relative calibration.
Here, n; . and о^д.ог^, ¿retire isiandaid deviations and covariations of the corresponding parameters.
The mosl likely csndidales fur using as addiuonal
probing lasers дк the laser* wth ftiliowing wavelengths: second hannotiie of Nd:YA(j <532 unit and one Of the fundamental harmonics of \d:YAG (У46 nill) We considc г tit с use of ^2-n ill -»flvelciigth laser tot die proposed configuration of spectral channels. The colli и u rs of the Thomson scattering speclrj, a* well as the spectral channels of the recording s^-fem. arc shown in f 'ig. 6a for the probing lasers with the rtavelengihs of i32 and I0M nm The simuhane-оич ^ЬъетуаШи! rif SL'atlering signalh from different probing lasers in the same 4>eclml channels n possible
PLASMA PHYSICS HE PORTS V(i|.4!t No.S J9Z3
THOMSON SCAT! CRINO DIAGNOSTICS OF PLASMA ELECTRON COMPONENT
with wavelengths of 946 and 1064 nm is possible at sufficiently low temperatures, which arc characteristic of the edge plasma of large fusion facilities.
Simultaneous use of two additional lasers with wavelengths of 946 and 532 nm makes it possible not only to effectively increase the number of diagnostic spectral channels (see Fig. 7a). but also to switch completely to the multi-laser operation mode, which assumes that the spectral calibration ofthc diagnostics is unknown. Estimates of the electron temperature measurement errors for different combinations of lasers with wavelengths of 1064 + 532 nm, 1064 + 946 nm. and 1064 + 946 + 532 nm are given in Fig. 7b It can be seen that the use of the second-harmonic laser with a wavelength of 532 nm will allow measuring only high temperatures of 10—20 keV, while a pair of lasers with wavelengths of 1064 + 946 nm will cover the temperature range of 0.15-5 keV. The simultaneous use of all three probing wavelengths 1064 + 946 + 532 nm will make it possible to completely meet the technical requirements for diagnostics even under conditions of unknown spectral characteristic of the scattered radiation registration system
6. CONCLUSIONS
The applicability of the Thomson scattering method for diagnosing the electron component of the core and edge plasmas of the tokamak with reactor technologies (TRT) is analyzed. For the promising tokamak-bascd facilities with magnetic plasma confinement. one ofthc most important tasks is to achieve the stationary, so-called "hybrid," operating regimes wilh the dominant contribution of bootstrap current. The data on the electron pressure profile provided by the Thomson scattering diagnostics can be used to obtain and maintain stable magnetic configurations. The above analysis made it possible to formulate proposals for the technical requirements to the TS diagnostics for the TRT tokamak and showed that its implementation is possible. For the considered placement ofthc TS diagnostics, the error in measuring the electron temperature is expected to be less than 10^ in the w ide temperature range of 0.01-30 keV The most optimum scheme for the TS diagnostics placement al the tokamak consists in introducing the probing laser through port No. 7. which is planned to be used for neutral injection. Such placement is also preferable from the point of view of the general placement of the TRT diagnostic systems, since it becomes possible to install the light collection systems for the TS and active spectroscopy (CXRS) diagnostics in one port No. 8. In this case, it is proposed lo collect scattered radiation from both the core and edge plasma regions through the neighboring port. For developing the diagnostics and controlling plasma under reactor conditions, it is advisable lo build up the resources of the TS diagnostic system by using the multiwavc (multilaser) probing regime involving additional Nd:YAG
863
lasers with wavelengths of 946 and 532 nm. This will make it possible to increase the cflcctivc spectral resolution of the diagnostics and reliably measure the plasma electron temperature T, in the required temperature range under conditions of the unknow n spectral characteristic ofthc light collection system. In this case, it becomes possible to determine the distortion of the spectral characteristic of the light collection system in case of its degradation due to the deposition of erosion products of the first wall on the optical elements, as well as blackening of lenses and optical fibers due to the high level of neutron and gamma irradiation.
The formulation of the problems that can be solved with the help of the TS diagnostics, as well as formulation of the technical requirements for the TR system (Sections I and 2). were supported by the Ministry of Education and Science of the Russian l-cdcration under the State Contract no. 0040-2019-0023. The working out of Ihe schemes for placing the diagnostics at (he tokamak. as well as the analy sis of the expected measurement accuracy (Sections 3. 4. and S), were supported by the Ministry of Education and Science of Ihe Russian Federation under Ihe Stale Contract DO. 0034-2019-0001
I A A Galeev. Sov. Phys. JETP 32. 752 (1970».
Обратите внимание, представленные выше научные тексты размещены для ознакомления и получены посредством распознавания оригинальных текстов диссертаций (OCR). В связи с чем, в них могут содержаться ошибки, связанные с несовершенством алгоритмов распознавания. В PDF файлах диссертаций и авторефератов, которые мы доставляем, подобных ошибок нет.