Пленочные пассивные оптические затворы для защиты приемников изображения от ослепления
УДК 535.211; 538.975; 681.7.06
ПЛЕНОЧНЫЕ ПАССИВНЫЕ ОПТИЧЕСКИЕ ЗАТВОРЫ ДЛЯ ЗАЩИТЫ ПРИЕМНИКОВ ИЗОБРАЖЕНИЯ ОТ ОСЛЕПЛЕНИЯ
© 2011 г. В. В. Чесноков, доктор техн. наук; Д. В. Чесноков, канд. техн. наук; В. Б. Шлишевский, доктор техн. наук Сибирская государственная геодезическая академия, г. Новосибирск
E-mail: garlic@yandex.ru
Обсуждаются результаты исследования возможности предохранения оптических средств наблюдения от поражения импульсным лазерным облучением за счет применения пассивных оптических затворов со временем срабатывания не более 1 нс. Активным элементом затвора является тонкая металлическая зеркальная пленка, размещенная в промежуточной фокальной плоскости системы и локально испаряющаяся в момент облучения.
Ключевые слова: защита оптико-электронных систем, зеркальная пленка, лазерное излучение, облучение, отражательная способность, поглощательная способность, светоослабляющее устройство.
Коды OCIS:140.3360, 160.6840, 230.4320, 310.3840.
Поступила в редакцию 29.11.2010.
Работы в области создания средств защиты наблюдательных устройств и глаз наблюдателей от ослепляющего действия внезапно возникающих ярких вспышек света ведутся уже длительное время. Для снижения интенсивности излучения, попадающего на фоточувствительные элементы оптических систем, используют фотохромные стекла [1], эффект самофокусировки излучения в нелинейных средах [2, 3], нелинейное рассеяние излучения металлическими нанопроволоками [4], фильтры Христиансена в виде суспензии дробленого стекла в смеси ацетона и дисульфида углерода (пикосекундное быстродействие) [5], эффекты увеличения сечения поглощения при переходе наночастиц на возбужденные уровни и фотоиндуцированного светорассеяния в суспензиях или твердотельных матрицах (в том числе в суспензиях коллоидных металлов и фуллеренов [6], углеродных и фуллероидных наночастиц [7], во фталоцианинах [8]), нелинейные эффекты в полиметиновых красителях [9], двухфотонное поглощение в полупроводниках (аморфных пленках халькогенидов) при пикосекундной длительности лазерных импульсов [10] и др. В цитированных работах, за исключением [5, 10], экспериментально показано наличие данного эффекта в видимом и инфракрасном диапазонах спектра и его запаздывание на уровне десятков наносекунд и более.
Во всех рассмотренных случаях уменьшение интенсивности проходящего излучения наступает вследствие полного или частичного поглощения падающего излучения, что приводит к накоплению тепловой энергии активной средой в связи с невозможностью обеспечения достаточного теплоотвода; это является принципиальной причиной разрушения ограничителей в мощных потоках излучений.
В работе [11] высказывалась и обсуждалась идея создания светоослабляющих устройств на основе особых двухслойных поверхностей, гладких и зеркальных в условиях засветки слабыми световыми потоками. Во время приема импульса сфокусированного лазерного излучения слои локально нагреваются, в месте нагревания происходит испарение нижнего слоя, избыточным давлением пара верхний слой деформируется, принимает форму купола и рассеивает падающий поток. После окончания действия импульса облучения зеркало принимает свою исходную плоскую форму за время порядка микросекунд и работоспособность всего защищаемого от ослепления средства наблюдения восстанавливается. Однако в реальных условиях и устройствах подобные системы исследовать не удалось.
В данной статье приводятся результаты исследования возможности эффективного подавления поражающего лазерного излуче-
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
39
ния в широком интервале длин волн с использованием в качестве средства защиты пассивного светового затвора с нелинейно-оптическим переключающим элементом в виде тонкой зеркальной металлической пленки.
Один из вариантов принципиальной схемы затвора указанного типа для видимой и ближней инфракрасной областей спектра представлен на рис. 1. Активный элемент затвора – специальная зеркальная металлическая пленка 4 – находится на прозрачной подложке 3 и размещается в плоскости промежуточного изображения, создаваемого входным объективом 1. Выходной объектив 1′ переносит соответствующим образом (в зависимости от специфики применения) изображение с пленки 4 в защищаемое оптико-электронное устройство.
При попадании в систему мощного лазерного излучения зеркальная пленка локально, только в области его фокусировки, по мере нагрева вначале изменяет свою отражательную способность, затем начинает испаряться, в пленке образуется отверстие и отражение от данного участка зеркальной поверхности затвора прекращается. Полезная площадь зеркала при этом практически не уменьшается, затвор остается работоспособным и сохраняет свои защитные свойства даже при большом количестве попаданий, так как после срабатывания затвора излучение им не поглощается, а выводится из структуры затвора наружу, например в специальную ловушку 5. В результате затвор может выдерживать многократные “перегрузки”, не разрушаясь в целом и управляя значительными по потоку энергии излучениями.
Воздействие мощного лазерного излучения на поверхность монолитного металла исследовано во многих работах, в частности в [12, 13]; разрушение лазерным излучением тонких пленок на подложках изучалось в [12, 14]. Наше рассмотрение касается поведения под действием излучения тонких полупрозрачных металлических пленок на прозрачных подложках и базируется на анализе процессов в твердом теле, индуцированных лазерным излучением [12, 13].
На рис. 2 схематически показаны структура и процесс срабатывания светового отражательного затвора. Для эффективной работы устройства толщина l пленки не должна существенно отличаться от глубины проникновения в нее падающего света (которая в рассматриваемом диапазоне спектра для большинства металлов равна 50–100 нм), поскольку тогда она будет одновременно прогреваться излучением по всей толщине и при длине тепловой волны в пленке
lT = (at)1/2 > l
может считаться нагретой равномерно. Здесь a = kT/cV – температуропроводность пленки, kT и cV – ее теплопроводность и объемная теплоемкость, t – время действия излучения.
На первом этапе облучения (рис. 2а) интенсивность отраженного света определяется значением и изменениями отражательной способ-
(а) 3
(б) 3
11 2
22
1
4
l
2 1 5 6
3 4
5
Рис. 1. Принципиальная схема пассивного оптического затвора. 1 и 1′ – входной и выходной объективы, 2 – плоские зеркала, 3 – прозрачная подложка, 4 – прожигаемая зеркальная пленка, 5 – ловушка для потока направленного лазерного излучения, прошедшего через затвор.
40
Рис. 2. Структура и функционирование пассивного оптического затвора с испаряющейся зеркальной пленкой. а – этап поглощения излучения, б – этап испарения зеркального слоя. 1 – зеркальная металлическая пленка, 2 – прозрачная подложка, 3 – падающее на структуру лазерное излучение, 4 – область прогрева структуры “пленка – подложка”, 5 – область прогрева подложки после испарения пленки, 6 – разлетающийся после испарения пар металла.
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
ности пленки R, которая в соответствии с законом сохранения энергии и в пренебрежении (при l > 50 нм) ее пропусканием равна
R =1− A,
(1)
где А – поглощательная способность пленки. В соответствии с теорией Друде изменение
поглощательной способности металлов с повышением ΔT температуры описывается выражением [12]
A = A0 (1+ αΔT) = A0 + A1ΔT,
(2)
где А0 – поглощательная способность при 20 °C, А1 = αА0, α – термический коэффициент электросопротивления, для большинства металлов лежащий в пределах α ≈ (3–4)×10–3 град–1. Дан-
ное выражение справедливо только для объем-
ного материала и в случае тонких пленок может
быть использовано лишь в оценочных расчетах;
для получения точных значений необходимо
экспериментальное уточнение параметров.
При плавлении металла коэффициент по-
глощения увеличивается скачком в 1,5–2 раза,
что объясняется по теории Друде увеличением
удельного сопротивления металлов при плав-
лении [12, 13], и при дальнейшем нагревании
может рассчитываться по формуле (2), если под
А0 подразумевать поглощательную способность расплава.
Для учета зависимости (2) применительно
к поглощательной способности тонкой метал-
лической пленки, расположенной на теплоизо-
лирующей подложке, воспользуемся традиционной моделью полубесконечного тела1, преоб-
разовав известное выражение для температуры
его облучаемой поверхности [12]:
T(t)
= ⎜⎛⎜⎝⎜T0
+
A0 A1
⎟⎟⎟⎟⎠⎞exp u2 (1 +
erfu) −
A0 A1
,
(3)
где T0 – температура поверхности перед облучением,
u
=
A1I0
⎜⎝⎜⎛⎜
t1 kT cV
⎠⎞⎟⎟⎟⎟1/2,
(4)
I0 – интенсивность падающего излучения в плоскости поверхности, t1 – время нагревания поверхности до температуры T(t). Функция f(u) = expu2(1 + erfu) приведена в [12] (с. 56,
рис. 1.25) в виде графика.
1 Тéла, имеющего только одну граничную поверхность, со стороны которой и действует источник тепла.
Непосредственно формулы (3) и (4) не пригодны для расчетов температуры тонкой пленки на подложке, когда толщина пленки меньше длины тепловой волны в ней. Однако если учесть, что температура поверхности T(t) определяется способностью тела запасать тепловую энергию поглощенного излучения в приповерхностном слое глубиной lT, то можно переформулировать выражение (4) применительно к расчетам тонкопленочных структур.
В рассматриваемом случае пленка находится на теплоизолирующей подложке с малой температуропроводностью и потери тепла в подложку малы. Тогда при l < lT, как уже отмечалось выше, температуру нагрева по всей ее толщине можно считать одинаковой, а количество тепла Q1, запасенного в такой пленке, будет равно
Q1 = ΔT1cV l,
где ΔT1 – изменение температуры пленки за время импульса облучения.
С другой стороны, в приповерхностном слое полубесконечной среды из того же материала за время импульса облучения запасается тепловая энергия
lT
∫Q2 ≈ ΔT2cV e−x/lT dx = 0,632ΔT2cV lT , 0
где ΔT2 – приращение температуры поверхности среды, x – координата точки среды, отсчи-
тываемая вглубь от поверхности.
Условием переформулирования выраже-
ния (4) является равенство температур поверх-
ности полубесконечной среды и заменяющей
ее тонкопленочной структуры, достигаемых за одно и то же время t1: ΔT1 = ΔT2.
Принимая во внимание, что Q1 = I1t1A и Q2 = = Iэt1A, где I1 и Iэ – интенсивности излучения, падающего на поверхности пленки и эквива-
лентной ей (имеющей равную температуру
поверхности) полубесконечной среды, будем
иметь
Iý
=
I1
0,632lT l
.
Заменив в выражении (4) для облучения плен-
ки на прозрачной подложке величину I0 экви-
валентным значением Iэ, получим
u′=
0,632
A1I1lT l
⎝⎛⎜⎜⎜
t1 kT cV
⎠⎟⎟⎞⎟⎟1/2,
или, после подстановки lT = (t1kT/cV)1/2,
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
41
u′
=
0,632
A1I1t1 lcV
.
(5)
Значение функции fпл(u′), соответствующее температуре плавления Tпл пленки под воздействием излучения, можно найти из общего вы-
ражения (2):
fïë
(u′)=
Tïë Ò0
+ +
À0 À0
À1 À1
≈
Òïë + 250 Ò0 + 250
.
Уравнение (5) позволяет для процесса нагревания пленки выразить зависимость промежутка времени t1 с момента начала действия излучения до температуры плавления от вспомогательной величины u′ соотношением
t1
=
u′lcV 0,632 A1Iý
.
(6)
При продолжении облучения пленка плавится в течение времени
t2
=
Iý
l Aæ
ρLïë
(7)
и далее нагревается до температуры T* интен-
сивного испарения, на что требуется время
t3 =
Iý
l Aæ
ΔÒ*ñV, æ,
(8)
здесь ρ – плотность пленки, Lпл – удельная теплота плавления, Aж – показатель поглощения расплава (для металлов, имеющих A0 ≈ 0,2–0,3, после нагревания до плавления и перехода
в жидкое состояние показатель поглощения Aж ≈ 1), ΔT* = T* – Tпл – разность температур интенсивного испарения и плавления, cV, ж – объемная теплоемкость расплава.
Температура T* может быть найдена по оце-
ночной формуле [14]
T*
=
ΛM 10RA
,
(9)
где Λ – удельная теплота испарения при 0 K, т. е. такое количество тепла, которое необходимо затратить на единицу объема вещества, чтобы последовательно нагреть его от 0 K до температуры плавления, расплавить, нагреть расплав до температуры испарения и превратить в пар; M – молярная масса, RA – универсальная газовая постоянная. Расчеты по этой
формуле показывают, что температура интенсивного испарения выше температуры кипения.
Для испарения нагретой пленки потребуется дополнительное время
t4
=
Lèñïρl Iý Aæ
,
(10)
где Lисп – теплота испарения материала расплавленной пленки.
Последнее выражение получено исходя из предположения о свободном испарении вещества, когда скорость испарения ограничена только темпом поступления тепловой энергии в среду. Справедливость такого допущения подтверждается расчетами скорости продвижения фронта испарения в глубь пленки, проведенными в соответствии с анализом, данным в работе [13] и учитывающим зависимость потока испаряющихся с поверхности частиц от температуры поверхности: при плотности мощности поглощенного излучения примерно 2×1012 Вт/м2 получены значения скорости в пределах 10–100 м/с, из чего следует, что при указанной и более высоких плотностях мощности время продвижения фронта испарения в пленке существенно меньше времени испарения t4 и потому может не учитываться.
Второе допущение, заложенное в формуле (10), заключается в пренебрежении энергией конденсации обратно возвращающихся на поверхность испарения частиц пара. Действительно, поскольку имеет место распределение молекул пара по скоростям по Максвеллу, то часть молекул (по данным [13] – до 18%) возвращается на поверхность подложки. Однако их конденсации на поверхности с передачей ей тепловой энергии не должно быть (в расчете на весь этап испарения и в отличие от испарения полубесконечного металла), так как температура поверхности не отличается от температуры пара (подложка теплоизолирующая) и коэффициент прилипания атомов металла к диэлектрику достаточно мал.
При условии, что все этапы процесса следуют один за другим не перекрываясь, общее время облучения tΣ, требующееся для получения пленкой тепловой энергии, достаточной для испарения, –
tΣ ≈ t1 + t2 + t3 + t4.
На стадии развитого испарения на оптические характеристики пленки металла оказывает влияние ряд процессов. Облако паров металла (рис. 2б) движется как сплошная среда (так как плотность частиц велика и длина свободного пробега атомов пара много меньше толщины слоя пара) и является пересыщенным, а при расширении охлаждается и конденсиру-
42 “Оптический журнал”, 78, 6, 2011
ется в капли; с учетом конденсации скорость потока пара определяется выражением [13]
( )U ≈ 0,5×1012 kÁT*/AM 1/2,
где kБ – постоянная Больцмана, AM – атомный вес металла. После полного испарения вещества пленки распространение потока пара в пространство происходит с резким уменьшением его плотности, т. е. процесс испарения нельзя считать стационарным. Критическое состояние металла, вероятно, не может быть достигнуто при лазерном нагревании тонкой пленки в рассматриваемых условиях, так как еще до достижения необходимых температуры и давления поглощение излучения уменьшится вследствие рассеяния вещества из облучаемой зоны при испарении. По этим же причинам отпадает и вопрос о возможности прохождения нагретого металла через фазу “диэлектрического просветления” [12].
В случае полубесконечного тела возможны режимы облучения, при которых имеет место заметное поглощение излучения в парах испаренного материала. Эффект наблюдается в стационарных режимах испарения при интенсивности облучения 1012 Вт/м2 и более [13]. Пар представляет собой двухфазную систему из насыщенного пара и частиц конденсированной фазы, и наибольшую роль в поглощении излучения играет конденсированная фаза. При геометрической толщине слоя пара, близкой к радиусу пятна облучения (десятки микрометров), его оптическая толщина2 самоустанавливается равной единице [13]. Отражение от поверхности тела при этом отсутствует.
Проведем оценку отражательной способности металлической тонкой пленки затвора на диэлектрической подложке в момент ее испарения. При облучении тонкопленочной (порядка десятых долей микрометра) структуры вещество пленки в течение времени срабатывания затвора tΣ ≈ 1 нс становится слоем пара толщиной lп ≈ tΣU ≈ 0,5 мкм, а затем рассеивается в пространстве. Максимальное значение оптической толщины этого слоя примерно в 20 раз меньше, чем при облучении поверхности монолитного тела. Отражение от слоя пара является рассеянием “назад” падающего излучения. Если учесть, что сечение рассеяния
2 Под оптической толщиной понимается безразмерная величина D′, характеризующая ослабление оптического излучения в среде за счет поглощения и рассеяния и определяемая как D′ = 2,304D, где D – оптическая плотность слоя [15].
T, K
2500
(а)
2000 RMg(t)
1500 TBi(t) 1000 TMg(t)
500 RBi(t)
T*(Bi) T*(Mg)
Tпл (Mg) Tпл (Bi)
R
1
0,8 0,6 0,4 0,2
02 4 6
T, K
(б)
2500
2000 RMg(t)
1500 TBi(t) 1000 TMg(t)
500 RBi(t)
8 10
T*(Bi) T*(Mg)
Tпл(Mg) Tпл(Bi)
12 t, нс R
1
0,8 0,6
0,4
0,2
0 0,4 0,8 1,2 1,6 2,0 2,4 t, нс
Рис. 3. Графики зависимости температуры Т и отражательной способности R пленок маг-
ния и висмута толщиной l = 100 нм от вре-
мени t облучения для интенсивности падающего излучения I0 = 1×1011 Вт/м2 (а) и I0 = = 5×1011 Вт/м2 (б).
частиц много меньше сечения поглощения при размерах частиц до 10 мкм [13], то можно сделать вывод о незначительности эффекта рассеяния и пренебрежимо малом значении отражательной способности пара тонкой пленки в рассматриваемом случае.
На графиках рис. 3 показано изменение температуры и отражательной способности пленок магния (а) и висмута (б) толщиной l = 100 нм в зависимости от времени облучения. Расчеты проведены в соответствии с формулами (1)–(3) и (5)–(9) для интенсивностей падающего излучения I0 = 1×1011 Вт/м2 (а) и I0 = 5×1011 Вт/м2 (б) при значениях теплофизических констант из [16] и следующих основных параметрах: на длине волны λ = 1 мкм и при нормальных условиях показатели поглощения A0 = 0,15 – для магния и A0 = 0,2 – для висмута [17]; в жидкой фазе расчетное значение показателя поглощения A0(Tпл) ≈ 1 – для обоих металлов.
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
43
Видно, что отражательная способность R пленок в зоне фокусировки лазерного излучения уменьшается практически до нуля задолго до их полного испарения (моменты испарения показаны в виде точек на высокотемпературном конце графиков зависимостей температуры пленок от времени). Облучающий импульс излучения может иметь значительную длительность, но длительность отраженного импульса оказывается существенно меньше благодаря указанному уменьшению отражательной способности к моменту полного перехода пленки в расплавленное состояние. Отсюда следует, что доля энергии ослепляющего излучения, попадающего в апертуру приемника, пропорциональная отражательной способности пленки, снижается не только из-за уменьшения интенсивности отражения, но и за счет укорочения времени отражения, как в [18].
Представленные графики позволяют оценивать минимальную плотность энергии излучения, падающего на поверхность зеркальной пленки затвора и приводящего к его срабатыванию, т. е. чувствительность пассивного затвора к ослепляющему излучению.
Переходя далее к динамическому диапазону работы затвора, следует иметь в виду, что его зеркальная пленка оптически сопряжена с фотоприемной матрицей – поверхности каждого пиксела матрицы соответствует некоторый конечный участок чувствительной поверхности затвора. Отсюда становится понятной важность учета распределения коэффициента отражения по освещаемому излучением на зеркальной пленке пятну. Поэтому нижний уровень диапазона определяется не только чувствительностью пассивного затвора, но и неравномерностью распределения интенсивности в фокальном пятне; зависит от качества изображения, даваемого объективом, и несколько выше значения чувствительности затвора.
Физическими причинами существования верхней границы диапазона являются возможность оптического разрушения подложки, на которой формируется зеркальная пленка затвора, и увеличение локальной поврежденной области пленки затвора вследствие неравномерности освещенности в фокальном пятне. Первая причина может быть устранена конструкционными мерами [18]; вторая причина более фундаментальна – в первую очередь, она обусловлена дифракцией света на апертурной диафрагме объектива, и в меньшей степени –
его неизбежным рассеянием внутри оптической системы.
Чтобы оценить влияние дифракционных эффектов, сделаем следующий примерный подсчет применительно к удаленному излучателю, когда фронт падающей световой волны можно считать плоским. Предположим, что диаметр полезной апертуры затвора равен 10 мм, а диаметр прожигаемого отверстия при интенсивности облучения, соответствующей нижней границе динамического диапазона затвора, – 10 мкм, причем прожиг осуществляется только центральной частью дифракционного пятна. Если принять допустимой долю повреждаемой поверхности равной 1% от общей, то ресурс затвора будет составлять не менее 104 импульсов облучения. Пусть при тех же прочих условиях мощность лазерного излучения возрастает настолько (примерно в 625 раз по сравнению с предыдущим случаем), что разрушение наступает уже на третьем кольце дифракционного пятна. Геометрическая область срабатывания затвора расширяется до третьего темного кольца кружка Эри в фокальном пятне, и диаметр области разрушения затвора увеличивается в 2,65 раза. Оптически сопряженные с этим участком затвора пикселы матрицы останутся неповрежденными, однако ресурс работы затвора уменьшится в 2,652 ≈ 7 раз и составит порядка 1,4×103 импульсов.
Более подробный анализ предельных возможностей устройств подобного типа выходит за рамки настоящей статьи и требует отдельного рассмотрения.
Экспериментальная проверка проводилась на зеркальных пленках магния со световым диаметром 11,5 мм, облучаемых сфокусированным пучком от твердотельного лазера ЛТИ–501 с длиной волны λ = 1,06 мкм, в рамках решения задачи по защите кремниевых фотоприемных матриц инфракрасного диапазона. ПЗС-матрицы устанавливались в фокальной плоскости объектива с фокусным расстоянием 50 мм, лазерное излучение направлялось в апертуру объектива либо напрямую, либо через описанный затвор. Импульсы излучения лазера имели колоколообразную временную форму с длительностью на полувысоте 16 нс.
В ходе эксперимента все матрицы необратимо повреждались при прямом воздействии даже одного импульса излучения с энергией 2 мкДж, но оставались неповрежденными при энергиях импульса до 1,5 мДж (предельная энергия облучения, достигаемая в использован-
44 “Оптический журнал”, 78, 6, 2011
ном экспериментальном стенде), когда на пути излучения помещался затвор. Фактическое время запаздывания срабатывания затвора составило 0,7 нс и определялось как разница длительностей двух последовательных лазерных импульсов излучения, прошедших затвор: первый открывал затвор и укорачивался, второй проходил в образовавшееся отверстие и сохранял свою длительность. В результате действия импульса, за время доли его переднего фронта, в пленке образовывалось прозрачное для излучения отверстие диаметром примерно 40 мкм, т. е. за импульс повреждалась примерно 1/80 000 часть полезной поверхности затвора. Уменьшение энергии в импульсе падающего на затвор излучения в 5 раз приводило к уменьшению диаметра отверстия вдвое и увеличению времени запаздывания срабатывания до 1–1,5 нс. Качество формируемого системой “матрица–монитор” изображения не ухудшалось после воздействия сотен импульсов ослепляющего облучения.
Таким образом, эксперимент продемонстрировал надежное подавление проходящего через пассивный затвор излучения с длиной волны 1,06 мкм до безопасного для фотоприемных матриц уровня при длительностях ослепляющих импульсов в диапазоне 1–16 нс и плотности их
энергии до 1×106 Дж/м2. Результаты эксперимента подтверждают правильность положений предложенной теоретической модели функционирования пассивного затвора.
Важным результатом можно также считать выявление механизма функционирования затвора при временах срабатывания порядка долей и единиц наносекунд – уменьшение оптического отражения наступает еще на стадии плавления пленки затвора. Дальнейшее неизбежное (из-за продолжающегося поступления энергии) испарение материала затвора играет меньшую роль, в особенности при малых временах срабатывания, вследствие больших инерционности и энергоемкости процесса.
Применение затвора может оказаться эффективным при защите от ослепления практически всех типов приемников излучения. Принцип использования затвора (приемник размещается по ходу отраженного от зеркала затвора светового пучка) обеспечивает ему многоразовость работы (в перспективе до 104–105 срабатываний), причем за счет пространственного разделения ослепляющего излучения и излучения от наблюдаемой сцены во время действия затвора “прием” изображения не прекращается даже во время непосредственно ослепления.
*****
ЛИТЕРАТУРА
1. Барачевский В.А., Лашков Г.И., Цехомский В.А. Фотохромизм и его применения. М.: Химия, 1977. 279 с.
2. Zhang W., Kuzyk M.G. Optical limiting using Laguerre-Gaussian beams // Appl. Phys. Lett. 2007. V. 91. 201110.
3. Justus B.L., Campillo A.J., Huston A.L. Thermal-defocusing/scattering optical limiter // Optics Letters. 1994. V. 19. № 9. P. 673–675.
4. Pan H., Chen W., Feng Y.P., Ji W., Lin J. Optical limiting properties of metal nanowires // Appl. Phys. Lett. 2006. V. 88. 223106.
5. Fischer G.L., Boyd R.W., Moore T.R., Sipe J.E. Nonlinear-optical Christiansen filter as an optical power limiter // Optics Letters. 1996. V. 21. № 20. P. 1643–1645.
6. Каманина Н.В. Фотофизика фуллереносодержащих сред: ограничители лазерного излучения, дифракционные элементы, диспергированные жидкокристаллические модуляторы света // Нанотехника. 2006. № 1. С. 86–98.
7. Белоусова И.М., Белоусов В.П., Данилов О.Б., Миронова Н.Г., Муравьева Т.Д., Пономарев А.Н., Рыльков В.В., Скобелев А.Г., Юрьев М.С. Нелинейно-оптические ограничители лазерного излучения на суспензиях углеродных и фуллероидных наночастиц // Оптический журнал. 2004. Т. 71. № 3. С. 6–12.
8. Perry J.W. Organic Limiter with a Strong Nonlinear Absorptive Response // Science. V. 273. 13 September, 1996.
9. Копылова Т.Н., Луговский А.П., Подгаецкий В.М., Пономарева О.В., Светличный В.А. Ограничитель интенсивности лазерного излучения на основе полиметиновых красителей // Квант. электрон. 2006. Т. 36. № 3. С. 274–279.
10. Ганеев Р.А., Ряснянский А.И., Усманов Т. Влияние нелинейной рефракции и двухфотонного поглощения на процессы оптического ограничения в пленках аморфных халькогенидов // Физика твердого тела. 2003. Т. 45. В. 2. С. 198–204.
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
45
11. Прудников Н.В., Чесноков В.В., Чесноков Д.В., Шергин С.Л., Шлишевский В.Б. Применение термоиндуцированных наноразмерных поверхностных деформаций для ослабления импульсных световых потоков // Оптический журнал. 2009. Т. 76. № 2. С. 36–41.
12. Прохоров А.М., Конов В.И., Урсу И., Михэилеску И.Н. Взаимодействие лазерного излучения с металлами. М.: Наука, 1998. 543 с.
13. Анисимов С. И., Имас Я.А., Романов Г.С., Ходыко Ю.В. Действие излучения большой мощности на металлы. М.: Наука, 1970. 179 с.
14. Вейко В.П. Лазерная обработка пленочных элементов. Л.: Машиностроение, 1986. 248 с. 15. Физический энциклопедический словарь. Т. 3 / Гл. ред. Введенский Б.А., Вул Б.М. М.: Сов. энциклопе-
дия, 1963. 624 с. 16. Гува А.Я. Краткий теплофизический справочник. Новосибирск: Сибвузиздат, 2002. 300 с. 17. Физико-химические свойства элементов. Справочник / Под ред. Самсонова Г.В. Киев: Наукова думка,
1965. 807 с. 18. Ванюков М.П., Исаенко В.Н. Формирование мощных импульсов с крутым передним фронтом в лазер-
ной системе с пассивными нелинейными элементами // Квант. электрон. 1971. № 1. С. 35–41.
46 “Оптический журнал”, 78, 6, 2011
ПЛЕНОЧНЫЕ ПАССИВНЫЕ ОПТИЧЕСКИЕ ЗАТВОРЫ ДЛЯ ЗАЩИТЫ ПРИЕМНИКОВ ИЗОБРАЖЕНИЯ ОТ ОСЛЕПЛЕНИЯ
© 2011 г. В. В. Чесноков, доктор техн. наук; Д. В. Чесноков, канд. техн. наук; В. Б. Шлишевский, доктор техн. наук Сибирская государственная геодезическая академия, г. Новосибирск
E-mail: garlic@yandex.ru
Обсуждаются результаты исследования возможности предохранения оптических средств наблюдения от поражения импульсным лазерным облучением за счет применения пассивных оптических затворов со временем срабатывания не более 1 нс. Активным элементом затвора является тонкая металлическая зеркальная пленка, размещенная в промежуточной фокальной плоскости системы и локально испаряющаяся в момент облучения.
Ключевые слова: защита оптико-электронных систем, зеркальная пленка, лазерное излучение, облучение, отражательная способность, поглощательная способность, светоослабляющее устройство.
Коды OCIS:140.3360, 160.6840, 230.4320, 310.3840.
Поступила в редакцию 29.11.2010.
Работы в области создания средств защиты наблюдательных устройств и глаз наблюдателей от ослепляющего действия внезапно возникающих ярких вспышек света ведутся уже длительное время. Для снижения интенсивности излучения, попадающего на фоточувствительные элементы оптических систем, используют фотохромные стекла [1], эффект самофокусировки излучения в нелинейных средах [2, 3], нелинейное рассеяние излучения металлическими нанопроволоками [4], фильтры Христиансена в виде суспензии дробленого стекла в смеси ацетона и дисульфида углерода (пикосекундное быстродействие) [5], эффекты увеличения сечения поглощения при переходе наночастиц на возбужденные уровни и фотоиндуцированного светорассеяния в суспензиях или твердотельных матрицах (в том числе в суспензиях коллоидных металлов и фуллеренов [6], углеродных и фуллероидных наночастиц [7], во фталоцианинах [8]), нелинейные эффекты в полиметиновых красителях [9], двухфотонное поглощение в полупроводниках (аморфных пленках халькогенидов) при пикосекундной длительности лазерных импульсов [10] и др. В цитированных работах, за исключением [5, 10], экспериментально показано наличие данного эффекта в видимом и инфракрасном диапазонах спектра и его запаздывание на уровне десятков наносекунд и более.
Во всех рассмотренных случаях уменьшение интенсивности проходящего излучения наступает вследствие полного или частичного поглощения падающего излучения, что приводит к накоплению тепловой энергии активной средой в связи с невозможностью обеспечения достаточного теплоотвода; это является принципиальной причиной разрушения ограничителей в мощных потоках излучений.
В работе [11] высказывалась и обсуждалась идея создания светоослабляющих устройств на основе особых двухслойных поверхностей, гладких и зеркальных в условиях засветки слабыми световыми потоками. Во время приема импульса сфокусированного лазерного излучения слои локально нагреваются, в месте нагревания происходит испарение нижнего слоя, избыточным давлением пара верхний слой деформируется, принимает форму купола и рассеивает падающий поток. После окончания действия импульса облучения зеркало принимает свою исходную плоскую форму за время порядка микросекунд и работоспособность всего защищаемого от ослепления средства наблюдения восстанавливается. Однако в реальных условиях и устройствах подобные системы исследовать не удалось.
В данной статье приводятся результаты исследования возможности эффективного подавления поражающего лазерного излуче-
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
39
ния в широком интервале длин волн с использованием в качестве средства защиты пассивного светового затвора с нелинейно-оптическим переключающим элементом в виде тонкой зеркальной металлической пленки.
Один из вариантов принципиальной схемы затвора указанного типа для видимой и ближней инфракрасной областей спектра представлен на рис. 1. Активный элемент затвора – специальная зеркальная металлическая пленка 4 – находится на прозрачной подложке 3 и размещается в плоскости промежуточного изображения, создаваемого входным объективом 1. Выходной объектив 1′ переносит соответствующим образом (в зависимости от специфики применения) изображение с пленки 4 в защищаемое оптико-электронное устройство.
При попадании в систему мощного лазерного излучения зеркальная пленка локально, только в области его фокусировки, по мере нагрева вначале изменяет свою отражательную способность, затем начинает испаряться, в пленке образуется отверстие и отражение от данного участка зеркальной поверхности затвора прекращается. Полезная площадь зеркала при этом практически не уменьшается, затвор остается работоспособным и сохраняет свои защитные свойства даже при большом количестве попаданий, так как после срабатывания затвора излучение им не поглощается, а выводится из структуры затвора наружу, например в специальную ловушку 5. В результате затвор может выдерживать многократные “перегрузки”, не разрушаясь в целом и управляя значительными по потоку энергии излучениями.
Воздействие мощного лазерного излучения на поверхность монолитного металла исследовано во многих работах, в частности в [12, 13]; разрушение лазерным излучением тонких пленок на подложках изучалось в [12, 14]. Наше рассмотрение касается поведения под действием излучения тонких полупрозрачных металлических пленок на прозрачных подложках и базируется на анализе процессов в твердом теле, индуцированных лазерным излучением [12, 13].
На рис. 2 схематически показаны структура и процесс срабатывания светового отражательного затвора. Для эффективной работы устройства толщина l пленки не должна существенно отличаться от глубины проникновения в нее падающего света (которая в рассматриваемом диапазоне спектра для большинства металлов равна 50–100 нм), поскольку тогда она будет одновременно прогреваться излучением по всей толщине и при длине тепловой волны в пленке
lT = (at)1/2 > l
может считаться нагретой равномерно. Здесь a = kT/cV – температуропроводность пленки, kT и cV – ее теплопроводность и объемная теплоемкость, t – время действия излучения.
На первом этапе облучения (рис. 2а) интенсивность отраженного света определяется значением и изменениями отражательной способ-
(а) 3
(б) 3
11 2
22
1
4
l
2 1 5 6
3 4
5
Рис. 1. Принципиальная схема пассивного оптического затвора. 1 и 1′ – входной и выходной объективы, 2 – плоские зеркала, 3 – прозрачная подложка, 4 – прожигаемая зеркальная пленка, 5 – ловушка для потока направленного лазерного излучения, прошедшего через затвор.
40
Рис. 2. Структура и функционирование пассивного оптического затвора с испаряющейся зеркальной пленкой. а – этап поглощения излучения, б – этап испарения зеркального слоя. 1 – зеркальная металлическая пленка, 2 – прозрачная подложка, 3 – падающее на структуру лазерное излучение, 4 – область прогрева структуры “пленка – подложка”, 5 – область прогрева подложки после испарения пленки, 6 – разлетающийся после испарения пар металла.
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
ности пленки R, которая в соответствии с законом сохранения энергии и в пренебрежении (при l > 50 нм) ее пропусканием равна
R =1− A,
(1)
где А – поглощательная способность пленки. В соответствии с теорией Друде изменение
поглощательной способности металлов с повышением ΔT температуры описывается выражением [12]
A = A0 (1+ αΔT) = A0 + A1ΔT,
(2)
где А0 – поглощательная способность при 20 °C, А1 = αА0, α – термический коэффициент электросопротивления, для большинства металлов лежащий в пределах α ≈ (3–4)×10–3 град–1. Дан-
ное выражение справедливо только для объем-
ного материала и в случае тонких пленок может
быть использовано лишь в оценочных расчетах;
для получения точных значений необходимо
экспериментальное уточнение параметров.
При плавлении металла коэффициент по-
глощения увеличивается скачком в 1,5–2 раза,
что объясняется по теории Друде увеличением
удельного сопротивления металлов при плав-
лении [12, 13], и при дальнейшем нагревании
может рассчитываться по формуле (2), если под
А0 подразумевать поглощательную способность расплава.
Для учета зависимости (2) применительно
к поглощательной способности тонкой метал-
лической пленки, расположенной на теплоизо-
лирующей подложке, воспользуемся традиционной моделью полубесконечного тела1, преоб-
разовав известное выражение для температуры
его облучаемой поверхности [12]:
T(t)
= ⎜⎛⎜⎝⎜T0
+
A0 A1
⎟⎟⎟⎟⎠⎞exp u2 (1 +
erfu) −
A0 A1
,
(3)
где T0 – температура поверхности перед облучением,
u
=
A1I0
⎜⎝⎜⎛⎜
t1 kT cV
⎠⎞⎟⎟⎟⎟1/2,
(4)
I0 – интенсивность падающего излучения в плоскости поверхности, t1 – время нагревания поверхности до температуры T(t). Функция f(u) = expu2(1 + erfu) приведена в [12] (с. 56,
рис. 1.25) в виде графика.
1 Тéла, имеющего только одну граничную поверхность, со стороны которой и действует источник тепла.
Непосредственно формулы (3) и (4) не пригодны для расчетов температуры тонкой пленки на подложке, когда толщина пленки меньше длины тепловой волны в ней. Однако если учесть, что температура поверхности T(t) определяется способностью тела запасать тепловую энергию поглощенного излучения в приповерхностном слое глубиной lT, то можно переформулировать выражение (4) применительно к расчетам тонкопленочных структур.
В рассматриваемом случае пленка находится на теплоизолирующей подложке с малой температуропроводностью и потери тепла в подложку малы. Тогда при l < lT, как уже отмечалось выше, температуру нагрева по всей ее толщине можно считать одинаковой, а количество тепла Q1, запасенного в такой пленке, будет равно
Q1 = ΔT1cV l,
где ΔT1 – изменение температуры пленки за время импульса облучения.
С другой стороны, в приповерхностном слое полубесконечной среды из того же материала за время импульса облучения запасается тепловая энергия
lT
∫Q2 ≈ ΔT2cV e−x/lT dx = 0,632ΔT2cV lT , 0
где ΔT2 – приращение температуры поверхности среды, x – координата точки среды, отсчи-
тываемая вглубь от поверхности.
Условием переформулирования выраже-
ния (4) является равенство температур поверх-
ности полубесконечной среды и заменяющей
ее тонкопленочной структуры, достигаемых за одно и то же время t1: ΔT1 = ΔT2.
Принимая во внимание, что Q1 = I1t1A и Q2 = = Iэt1A, где I1 и Iэ – интенсивности излучения, падающего на поверхности пленки и эквива-
лентной ей (имеющей равную температуру
поверхности) полубесконечной среды, будем
иметь
Iý
=
I1
0,632lT l
.
Заменив в выражении (4) для облучения плен-
ки на прозрачной подложке величину I0 экви-
валентным значением Iэ, получим
u′=
0,632
A1I1lT l
⎝⎛⎜⎜⎜
t1 kT cV
⎠⎟⎟⎞⎟⎟1/2,
или, после подстановки lT = (t1kT/cV)1/2,
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
41
u′
=
0,632
A1I1t1 lcV
.
(5)
Значение функции fпл(u′), соответствующее температуре плавления Tпл пленки под воздействием излучения, можно найти из общего вы-
ражения (2):
fïë
(u′)=
Tïë Ò0
+ +
À0 À0
À1 À1
≈
Òïë + 250 Ò0 + 250
.
Уравнение (5) позволяет для процесса нагревания пленки выразить зависимость промежутка времени t1 с момента начала действия излучения до температуры плавления от вспомогательной величины u′ соотношением
t1
=
u′lcV 0,632 A1Iý
.
(6)
При продолжении облучения пленка плавится в течение времени
t2
=
Iý
l Aæ
ρLïë
(7)
и далее нагревается до температуры T* интен-
сивного испарения, на что требуется время
t3 =
Iý
l Aæ
ΔÒ*ñV, æ,
(8)
здесь ρ – плотность пленки, Lпл – удельная теплота плавления, Aж – показатель поглощения расплава (для металлов, имеющих A0 ≈ 0,2–0,3, после нагревания до плавления и перехода
в жидкое состояние показатель поглощения Aж ≈ 1), ΔT* = T* – Tпл – разность температур интенсивного испарения и плавления, cV, ж – объемная теплоемкость расплава.
Температура T* может быть найдена по оце-
ночной формуле [14]
T*
=
ΛM 10RA
,
(9)
где Λ – удельная теплота испарения при 0 K, т. е. такое количество тепла, которое необходимо затратить на единицу объема вещества, чтобы последовательно нагреть его от 0 K до температуры плавления, расплавить, нагреть расплав до температуры испарения и превратить в пар; M – молярная масса, RA – универсальная газовая постоянная. Расчеты по этой
формуле показывают, что температура интенсивного испарения выше температуры кипения.
Для испарения нагретой пленки потребуется дополнительное время
t4
=
Lèñïρl Iý Aæ
,
(10)
где Lисп – теплота испарения материала расплавленной пленки.
Последнее выражение получено исходя из предположения о свободном испарении вещества, когда скорость испарения ограничена только темпом поступления тепловой энергии в среду. Справедливость такого допущения подтверждается расчетами скорости продвижения фронта испарения в глубь пленки, проведенными в соответствии с анализом, данным в работе [13] и учитывающим зависимость потока испаряющихся с поверхности частиц от температуры поверхности: при плотности мощности поглощенного излучения примерно 2×1012 Вт/м2 получены значения скорости в пределах 10–100 м/с, из чего следует, что при указанной и более высоких плотностях мощности время продвижения фронта испарения в пленке существенно меньше времени испарения t4 и потому может не учитываться.
Второе допущение, заложенное в формуле (10), заключается в пренебрежении энергией конденсации обратно возвращающихся на поверхность испарения частиц пара. Действительно, поскольку имеет место распределение молекул пара по скоростям по Максвеллу, то часть молекул (по данным [13] – до 18%) возвращается на поверхность подложки. Однако их конденсации на поверхности с передачей ей тепловой энергии не должно быть (в расчете на весь этап испарения и в отличие от испарения полубесконечного металла), так как температура поверхности не отличается от температуры пара (подложка теплоизолирующая) и коэффициент прилипания атомов металла к диэлектрику достаточно мал.
При условии, что все этапы процесса следуют один за другим не перекрываясь, общее время облучения tΣ, требующееся для получения пленкой тепловой энергии, достаточной для испарения, –
tΣ ≈ t1 + t2 + t3 + t4.
На стадии развитого испарения на оптические характеристики пленки металла оказывает влияние ряд процессов. Облако паров металла (рис. 2б) движется как сплошная среда (так как плотность частиц велика и длина свободного пробега атомов пара много меньше толщины слоя пара) и является пересыщенным, а при расширении охлаждается и конденсиру-
42 “Оптический журнал”, 78, 6, 2011
ется в капли; с учетом конденсации скорость потока пара определяется выражением [13]
( )U ≈ 0,5×1012 kÁT*/AM 1/2,
где kБ – постоянная Больцмана, AM – атомный вес металла. После полного испарения вещества пленки распространение потока пара в пространство происходит с резким уменьшением его плотности, т. е. процесс испарения нельзя считать стационарным. Критическое состояние металла, вероятно, не может быть достигнуто при лазерном нагревании тонкой пленки в рассматриваемых условиях, так как еще до достижения необходимых температуры и давления поглощение излучения уменьшится вследствие рассеяния вещества из облучаемой зоны при испарении. По этим же причинам отпадает и вопрос о возможности прохождения нагретого металла через фазу “диэлектрического просветления” [12].
В случае полубесконечного тела возможны режимы облучения, при которых имеет место заметное поглощение излучения в парах испаренного материала. Эффект наблюдается в стационарных режимах испарения при интенсивности облучения 1012 Вт/м2 и более [13]. Пар представляет собой двухфазную систему из насыщенного пара и частиц конденсированной фазы, и наибольшую роль в поглощении излучения играет конденсированная фаза. При геометрической толщине слоя пара, близкой к радиусу пятна облучения (десятки микрометров), его оптическая толщина2 самоустанавливается равной единице [13]. Отражение от поверхности тела при этом отсутствует.
Проведем оценку отражательной способности металлической тонкой пленки затвора на диэлектрической подложке в момент ее испарения. При облучении тонкопленочной (порядка десятых долей микрометра) структуры вещество пленки в течение времени срабатывания затвора tΣ ≈ 1 нс становится слоем пара толщиной lп ≈ tΣU ≈ 0,5 мкм, а затем рассеивается в пространстве. Максимальное значение оптической толщины этого слоя примерно в 20 раз меньше, чем при облучении поверхности монолитного тела. Отражение от слоя пара является рассеянием “назад” падающего излучения. Если учесть, что сечение рассеяния
2 Под оптической толщиной понимается безразмерная величина D′, характеризующая ослабление оптического излучения в среде за счет поглощения и рассеяния и определяемая как D′ = 2,304D, где D – оптическая плотность слоя [15].
T, K
2500
(а)
2000 RMg(t)
1500 TBi(t) 1000 TMg(t)
500 RBi(t)
T*(Bi) T*(Mg)
Tпл (Mg) Tпл (Bi)
R
1
0,8 0,6 0,4 0,2
02 4 6
T, K
(б)
2500
2000 RMg(t)
1500 TBi(t) 1000 TMg(t)
500 RBi(t)
8 10
T*(Bi) T*(Mg)
Tпл(Mg) Tпл(Bi)
12 t, нс R
1
0,8 0,6
0,4
0,2
0 0,4 0,8 1,2 1,6 2,0 2,4 t, нс
Рис. 3. Графики зависимости температуры Т и отражательной способности R пленок маг-
ния и висмута толщиной l = 100 нм от вре-
мени t облучения для интенсивности падающего излучения I0 = 1×1011 Вт/м2 (а) и I0 = = 5×1011 Вт/м2 (б).
частиц много меньше сечения поглощения при размерах частиц до 10 мкм [13], то можно сделать вывод о незначительности эффекта рассеяния и пренебрежимо малом значении отражательной способности пара тонкой пленки в рассматриваемом случае.
На графиках рис. 3 показано изменение температуры и отражательной способности пленок магния (а) и висмута (б) толщиной l = 100 нм в зависимости от времени облучения. Расчеты проведены в соответствии с формулами (1)–(3) и (5)–(9) для интенсивностей падающего излучения I0 = 1×1011 Вт/м2 (а) и I0 = 5×1011 Вт/м2 (б) при значениях теплофизических констант из [16] и следующих основных параметрах: на длине волны λ = 1 мкм и при нормальных условиях показатели поглощения A0 = 0,15 – для магния и A0 = 0,2 – для висмута [17]; в жидкой фазе расчетное значение показателя поглощения A0(Tпл) ≈ 1 – для обоих металлов.
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
43
Видно, что отражательная способность R пленок в зоне фокусировки лазерного излучения уменьшается практически до нуля задолго до их полного испарения (моменты испарения показаны в виде точек на высокотемпературном конце графиков зависимостей температуры пленок от времени). Облучающий импульс излучения может иметь значительную длительность, но длительность отраженного импульса оказывается существенно меньше благодаря указанному уменьшению отражательной способности к моменту полного перехода пленки в расплавленное состояние. Отсюда следует, что доля энергии ослепляющего излучения, попадающего в апертуру приемника, пропорциональная отражательной способности пленки, снижается не только из-за уменьшения интенсивности отражения, но и за счет укорочения времени отражения, как в [18].
Представленные графики позволяют оценивать минимальную плотность энергии излучения, падающего на поверхность зеркальной пленки затвора и приводящего к его срабатыванию, т. е. чувствительность пассивного затвора к ослепляющему излучению.
Переходя далее к динамическому диапазону работы затвора, следует иметь в виду, что его зеркальная пленка оптически сопряжена с фотоприемной матрицей – поверхности каждого пиксела матрицы соответствует некоторый конечный участок чувствительной поверхности затвора. Отсюда становится понятной важность учета распределения коэффициента отражения по освещаемому излучением на зеркальной пленке пятну. Поэтому нижний уровень диапазона определяется не только чувствительностью пассивного затвора, но и неравномерностью распределения интенсивности в фокальном пятне; зависит от качества изображения, даваемого объективом, и несколько выше значения чувствительности затвора.
Физическими причинами существования верхней границы диапазона являются возможность оптического разрушения подложки, на которой формируется зеркальная пленка затвора, и увеличение локальной поврежденной области пленки затвора вследствие неравномерности освещенности в фокальном пятне. Первая причина может быть устранена конструкционными мерами [18]; вторая причина более фундаментальна – в первую очередь, она обусловлена дифракцией света на апертурной диафрагме объектива, и в меньшей степени –
его неизбежным рассеянием внутри оптической системы.
Чтобы оценить влияние дифракционных эффектов, сделаем следующий примерный подсчет применительно к удаленному излучателю, когда фронт падающей световой волны можно считать плоским. Предположим, что диаметр полезной апертуры затвора равен 10 мм, а диаметр прожигаемого отверстия при интенсивности облучения, соответствующей нижней границе динамического диапазона затвора, – 10 мкм, причем прожиг осуществляется только центральной частью дифракционного пятна. Если принять допустимой долю повреждаемой поверхности равной 1% от общей, то ресурс затвора будет составлять не менее 104 импульсов облучения. Пусть при тех же прочих условиях мощность лазерного излучения возрастает настолько (примерно в 625 раз по сравнению с предыдущим случаем), что разрушение наступает уже на третьем кольце дифракционного пятна. Геометрическая область срабатывания затвора расширяется до третьего темного кольца кружка Эри в фокальном пятне, и диаметр области разрушения затвора увеличивается в 2,65 раза. Оптически сопряженные с этим участком затвора пикселы матрицы останутся неповрежденными, однако ресурс работы затвора уменьшится в 2,652 ≈ 7 раз и составит порядка 1,4×103 импульсов.
Более подробный анализ предельных возможностей устройств подобного типа выходит за рамки настоящей статьи и требует отдельного рассмотрения.
Экспериментальная проверка проводилась на зеркальных пленках магния со световым диаметром 11,5 мм, облучаемых сфокусированным пучком от твердотельного лазера ЛТИ–501 с длиной волны λ = 1,06 мкм, в рамках решения задачи по защите кремниевых фотоприемных матриц инфракрасного диапазона. ПЗС-матрицы устанавливались в фокальной плоскости объектива с фокусным расстоянием 50 мм, лазерное излучение направлялось в апертуру объектива либо напрямую, либо через описанный затвор. Импульсы излучения лазера имели колоколообразную временную форму с длительностью на полувысоте 16 нс.
В ходе эксперимента все матрицы необратимо повреждались при прямом воздействии даже одного импульса излучения с энергией 2 мкДж, но оставались неповрежденными при энергиях импульса до 1,5 мДж (предельная энергия облучения, достигаемая в использован-
44 “Оптический журнал”, 78, 6, 2011
ном экспериментальном стенде), когда на пути излучения помещался затвор. Фактическое время запаздывания срабатывания затвора составило 0,7 нс и определялось как разница длительностей двух последовательных лазерных импульсов излучения, прошедших затвор: первый открывал затвор и укорачивался, второй проходил в образовавшееся отверстие и сохранял свою длительность. В результате действия импульса, за время доли его переднего фронта, в пленке образовывалось прозрачное для излучения отверстие диаметром примерно 40 мкм, т. е. за импульс повреждалась примерно 1/80 000 часть полезной поверхности затвора. Уменьшение энергии в импульсе падающего на затвор излучения в 5 раз приводило к уменьшению диаметра отверстия вдвое и увеличению времени запаздывания срабатывания до 1–1,5 нс. Качество формируемого системой “матрица–монитор” изображения не ухудшалось после воздействия сотен импульсов ослепляющего облучения.
Таким образом, эксперимент продемонстрировал надежное подавление проходящего через пассивный затвор излучения с длиной волны 1,06 мкм до безопасного для фотоприемных матриц уровня при длительностях ослепляющих импульсов в диапазоне 1–16 нс и плотности их
энергии до 1×106 Дж/м2. Результаты эксперимента подтверждают правильность положений предложенной теоретической модели функционирования пассивного затвора.
Важным результатом можно также считать выявление механизма функционирования затвора при временах срабатывания порядка долей и единиц наносекунд – уменьшение оптического отражения наступает еще на стадии плавления пленки затвора. Дальнейшее неизбежное (из-за продолжающегося поступления энергии) испарение материала затвора играет меньшую роль, в особенности при малых временах срабатывания, вследствие больших инерционности и энергоемкости процесса.
Применение затвора может оказаться эффективным при защите от ослепления практически всех типов приемников излучения. Принцип использования затвора (приемник размещается по ходу отраженного от зеркала затвора светового пучка) обеспечивает ему многоразовость работы (в перспективе до 104–105 срабатываний), причем за счет пространственного разделения ослепляющего излучения и излучения от наблюдаемой сцены во время действия затвора “прием” изображения не прекращается даже во время непосредственно ослепления.
*****
ЛИТЕРАТУРА
1. Барачевский В.А., Лашков Г.И., Цехомский В.А. Фотохромизм и его применения. М.: Химия, 1977. 279 с.
2. Zhang W., Kuzyk M.G. Optical limiting using Laguerre-Gaussian beams // Appl. Phys. Lett. 2007. V. 91. 201110.
3. Justus B.L., Campillo A.J., Huston A.L. Thermal-defocusing/scattering optical limiter // Optics Letters. 1994. V. 19. № 9. P. 673–675.
4. Pan H., Chen W., Feng Y.P., Ji W., Lin J. Optical limiting properties of metal nanowires // Appl. Phys. Lett. 2006. V. 88. 223106.
5. Fischer G.L., Boyd R.W., Moore T.R., Sipe J.E. Nonlinear-optical Christiansen filter as an optical power limiter // Optics Letters. 1996. V. 21. № 20. P. 1643–1645.
6. Каманина Н.В. Фотофизика фуллереносодержащих сред: ограничители лазерного излучения, дифракционные элементы, диспергированные жидкокристаллические модуляторы света // Нанотехника. 2006. № 1. С. 86–98.
7. Белоусова И.М., Белоусов В.П., Данилов О.Б., Миронова Н.Г., Муравьева Т.Д., Пономарев А.Н., Рыльков В.В., Скобелев А.Г., Юрьев М.С. Нелинейно-оптические ограничители лазерного излучения на суспензиях углеродных и фуллероидных наночастиц // Оптический журнал. 2004. Т. 71. № 3. С. 6–12.
8. Perry J.W. Organic Limiter with a Strong Nonlinear Absorptive Response // Science. V. 273. 13 September, 1996.
9. Копылова Т.Н., Луговский А.П., Подгаецкий В.М., Пономарева О.В., Светличный В.А. Ограничитель интенсивности лазерного излучения на основе полиметиновых красителей // Квант. электрон. 2006. Т. 36. № 3. С. 274–279.
10. Ганеев Р.А., Ряснянский А.И., Усманов Т. Влияние нелинейной рефракции и двухфотонного поглощения на процессы оптического ограничения в пленках аморфных халькогенидов // Физика твердого тела. 2003. Т. 45. В. 2. С. 198–204.
“Оптический журнал”, 78, 6, 2011
45
11. Прудников Н.В., Чесноков В.В., Чесноков Д.В., Шергин С.Л., Шлишевский В.Б. Применение термоиндуцированных наноразмерных поверхностных деформаций для ослабления импульсных световых потоков // Оптический журнал. 2009. Т. 76. № 2. С. 36–41.
12. Прохоров А.М., Конов В.И., Урсу И., Михэилеску И.Н. Взаимодействие лазерного излучения с металлами. М.: Наука, 1998. 543 с.
13. Анисимов С. И., Имас Я.А., Романов Г.С., Ходыко Ю.В. Действие излучения большой мощности на металлы. М.: Наука, 1970. 179 с.
14. Вейко В.П. Лазерная обработка пленочных элементов. Л.: Машиностроение, 1986. 248 с. 15. Физический энциклопедический словарь. Т. 3 / Гл. ред. Введенский Б.А., Вул Б.М. М.: Сов. энциклопе-
дия, 1963. 624 с. 16. Гува А.Я. Краткий теплофизический справочник. Новосибирск: Сибвузиздат, 2002. 300 с. 17. Физико-химические свойства элементов. Справочник / Под ред. Самсонова Г.В. Киев: Наукова думка,
1965. 807 с. 18. Ванюков М.П., Исаенко В.Н. Формирование мощных импульсов с крутым передним фронтом в лазер-
ной системе с пассивными нелинейными элементами // Квант. электрон. 1971. № 1. С. 35–41.
46 “Оптический журнал”, 78, 6, 2011