Исследования и разработки в области оптики твердотельных лазеров с высокой пиковой мощностью излучения в ГОИ им. С.И. Вавилова

УДК 681.7.069.24
ИССЛЕДОВАНИЯ И РАЗРАБОТКИ В ОБЛАСТИ ОПТИКИ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ С ВЫСОКОЙ ПИКОВОЙ МОЩНОСТЬЮ ИЗЛУЧЕНИЯ В ГОИ им. С.И. ВАВИЛОВА

© 2009 г.

В. Е. Яшин, доктор физ.-мат. наук
Институт лазерной физики НПК “Государственный оптический институт им. С.И. Вавилова”, Санкт- Петербург
E-mail: vyashin@yandex.ru

Цель настоящей статьи – рассмотреть основные оптические проблемы создания лазеров со сверхкороткой длительностью импульсов и высокой пиковой мощностью излучения и дать обзор исследований по этому направлению в ГОИ. Основное внимание уделяется фундаментальным эффектам, ограничивающим пиковую мощность, и рассма триваются методы их подавления. Одним из таких путей является переход к архитектуре лазеров с компрессией импульса, позволяющей резко улучшить характеристики излу чения по сравнению с лазерами, использующими прямое усиление коротких импульсов. Это достигается за счет подавления нелинейных эффектов при усилении более длинных лазерных импульсов. Рассмотрены основные нелинейные эффекты, ограничивающие яркость излучения в твердотельных лазерах, и методы компрессии импульсов, исполь зуемые для создания нового класса лазеров. Подробно рассматривается роль ГОИ им. С.И. Вавилова в исследованиях и разработках мощных лазерных систем.
Коды OCIS: 140.3480, 140.7090.
Поступила в редакцию 16.12.2008.

Введение
Одной из фундаментальных задач лазерной физики является получение лазерных импуль сов с предельными параметрами, позволяющими максимально концентрировать мощность из лучения в малых объемах вещества. При этом оказывается возможным изучение целого ряда принципиально новых физических эффектов, протекающих при взаимодействии излучения с веществом (см., например, [1, 2])). Такие лазеры находят широкое применение как в фундамен тальных, так и прикладных научных исследова ниях, в том числе для решения особозначимых конкретных проблем. Одной из “глобальных” проблем является инерциальный термоядерный синтез, инициируемый лазерным излучением. Работы по этой проблеме интенсивно развивались и развиваются сейчас во многих странах мира (США, Франции, России, Великобритании), но полномасштабная реализация зажигания термоядерной реакции не продемонстри рована до сих пор. Это связано с чрезвычайно высокими требованиями к лазерному импульсу: энергия от 100 КДж до 2 МДж в зависимости от схемы зажигания, пиковая мощность – пета ваттного уровня, малая длина волны излучения (0,3–0,5) мкм, угловая расходимость, близкая
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

к дифракционной; средняя мощность лазерного излучения для реализации коммерческого тер моядерного реактора должна составлять десятки мегаватт.
Одним из основных параметров лазеров с вы сокой пиковой мощностью излучения является яркость излучения, которая прямо связана с ин тенсивностью (плотностью мощности) излучения, достижимой при его фокусировке или передаче на большие расстояния. Максимальная интенсив ность излучения при его фокусировке идеальным объективом или зеркалом с фокусн ым расстоянием f пропорциональна площади апертуры пучка S и яркости излучения Iϕ = BϕS/f2, где

Bϕ

=

4W πSt pϕ2

.

(1)

Здесь W – общая энергия, ϕ – угловая расходи мость лазерного излучения, tp –длительность импульса.
Как видно из приведенных соотношений, для
получения максимального уровня интенсив
ности необходимо выполнение двух условий:
генерация импульсов малой длительности и
их жесткая фокусировка в малые объемы, т. е.
достижение предельной яркости излучения.
Этому препятствует целый ряд линейных и не
линейных оптических эффектов, возникающих

55

при усилении, распространении и фокусировке сверхкоротких лазерных импульсов. Поэтому при создании лазеров с предельной яркостью из лучения ключевое значение имели изучение этих эффектов и разработка методов их подавления, которые и будут рассмотрены ниже.
Активные среды лазерных систем с высокой пиковой мощностью излучения
Существует большое количество газовых, жидкостных и твердотельных лазерных сред, на которых создано также огромное количе ство лазеров различного применения. Вместе с тем число лазерных сред, используемых для создания мощных лазеров, весьма ограничено, что связано со специфическими требованиями, предъявляемыми к таким средам. Одним из главных требований является возможность за пасать большое количество энергии в больших объемах оптически качественной активной среды на достаточно большое (100–1000 мкс) время. Другое требование, которое более под робно рассмотрено ниже, связано в идеале с отсутствием нежелательных эффектов (или с возможностью их подавления), которые бы препятствовали энергосъему с активной среды и (или) существенно ограничивали пиковую мощность излучения. И, наконец, поскольку пиковая мощность излучения напрямую связана с возможностью генерации и усиления коротких и сверхкоротких импульсов, активные лазер ные среды при подходе, основанном на прямом усилении таких импульсов (о другом подходе будет сказано ниже), должны обладать широкой полосой усиления (люминесценции). Многочис ленные исследования и разработки, ведущиеся во всем мире на протяжении уже более 45 лет, показали, что по комплексу этих параметров наиболее о птимальными для лазеров с короткой длительностью импульса являются твердотель ные активные среды на основе кристаллов и стекол. В связи с этим интересно проследить эволюцию выбора лазерного драйвера для та кой глобальной проблемы, как инерциальный термоядерный синтез, на протяжении послед них 45 лет после первых работ, в которых была выдвинута сама идея лазерного термоядерного синтеза (ЛТС). На протяжении этого достаточно длинного периода лазерные системы (кандидаты на крупномасштабный лазер-драйвер) сменяли друг друга. Вначале это были CO2-, эксимерные и твердотельные лазерные систе мы. Затем, по крайней мере в СССР в 80-е годы,
56

на первый план вышли фотодиссоционные иодные лазеры с оптической накачкой. Однако оказалось, что для решения проблемы ЛТС не обходимо удовлетворить очень большому числу требований к параметрам лазерного импульса. Опуская обоснование этих требований, которое выходит за рамки данной статьи, отметим, что здесь и очень высокая энергия (мегаджоули), и короткая длительность импульса (от пико- до наносекунд) с возможностью его временного и спектрального профилирования, и относитель но короткая длина волны (ультрафиолетовая или видимая область спектра), и относительно большая ширина спектра (от гига- до терагерц), и высокая яркость излучения, и высокая средняя мощность для коммерческого термоядерного ре актора. Оказалось, что всем этим требованиям в наибольшей степени отвечают твердотельные ак тивные среды. Так, для лазерных систем с отно сительно низкой частотой следования импульсов это неодимовое стекло, а для лазерных систем с высокой средней мощностью – это кристалличе ские активные среды. Далее кратко рассмотрим основные эффекты, ограничивающие пиковую мощность в лазерных системах, имея в виду в основном твердотельные лазеры.

Эффекты, ограничивающие мощность и яркость лазерного излучения

Как было выяснено в процессе многочислен

ных исследований, среди большого разнообразия

нелинейных явлений только три эффекта ока

зывают наибольшее ограничивающее влияние

на мощность и энергию излучения в лазерных

системах. Это оптический пробой, самофокуси

ровка и вынужденное рассеяние Мандельштама–

Бриллюэна [3].

Для твердотельных лазеров, работающих в

видимом и ближнем инфракрасном диапазонах

спектра, оптический пробой для импульсов

длительностью более нескольких пикосекунд

обусловлен тепловым механизмом, т. е. поглоще

нием энергии излучения малыми включениями

в объеме или на поверхности материала, их разо

гревом до высоких температур с последующим

плавлением и испарением материала, приво

дящим к разрушению. Для этого механизма ха

рактерна степенная зависимость максимальной

плотности энергии от длительности импульса:

Wth ≈ A(t p )n.

(2)

Здесь W имеет размерность [Дж/см2], а tp [нс].

Для проведения оценок можно считать, что

n ≈ 0,5. Коэффициент A зависит от типа мате

“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

риала и включений, а также от формы импульса [4, 5]. Для надежной работы лазера рабочая плот ность энергии выбирается, естественно, суще ственно меньше порога разрушения и зависит от модуляции интенсивности в пучке, т. е. в ко нечном счете от так называемого коэффициента заполнения апертуры

F

=

∫∫

I(x, y)dxdy Imax S

,

(3)

где I(x, y) – распределение интенсивности по с ечению пучка, площадь апертуры которого равна S; Imax – максимальная интенсивность в пучке. В современных лазерных системах, и спользующих методы аподизации и ретран сляции изображения пучка по усилительной системе, F > 0,8 и коэффициенты модуляции интенсивности, соответственно, малы. В этом случае плотность энергии в лазерной системе может вплотную п риближаться к плотности энергии разрушения. Для лазерных импульсов короче 10–20 пс механизм разрушения меняется с тепл ового на лавинный [6], что приводит к из менению зависимости пороговой плотности энер гии разрушения от длительности импульса.
Мелкомасштабная самофокусировка пучков (ММС) является вторым наиболее важным ме ханизмом ограничения мощности излучения в лазерных системах [3, 7]. Она приводит к распаду пучка на нити (филаменты), в которых интен сивность излучения может нарастать вплоть до уровня, вызывающего разрушение оптических элементов. На промежуточной стадии, когда разрушение еще не происходит, ММС приводит к увеличению угловой расходимости излучения, а значит, согласно формуле (1) к уменьшению его яркости. Интегральной характеристикой, позволяющей оценивать ММС, является так называемый интеграл распада, определяемый в единицах CGSE формулой

∫B

=

8π2 n2 λcn

L 0

I( x,

y, z)dz,

(4)

где λ и c – соответственно длина волны и скорость света в вакууме, n и n2 –линейный и нелинейный показатели преломления нелинейной среды, L – длина нелинейной среды. Интеграл распада определяет нарастание интенсивности I в мел
комасштабных пространственных возмущениях
интенсивности, а также нелинейный набег фазы
ϕ в мощном лазерном пучке в соответствии с фор мулами I = I0exp(2B) и ϕ = kLn + B.

“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

Допустимое значение B в одном фрагменте

нелинейной среды, при превышении которого

наступает катастрофическое ухудшение угловой

расходимости, а то и пробой нелинейной среды,

зависит от уровня начальных возмущений ин

тенсивности и колеблется в диапазоне B = 1–5.

Существуют хорошо разработанные методы

подавления самофокусировки [3] путем исполь

зования пространственной фильтрации и ретран

сляции лазерных пучков, круговой поляризации

излучения и др. Они позволяют увеличить сум

марное значение B, а значит, и интенсивности

до 10–30, при сохранении тем не менее значения

B в одном фрагменте усилительной системы на

прежнем уровне.

Наконец, третьим ограничивающим энергию

лазерных систем эффектом является вынуж

денное рассеяние Мандельштама–Бриллюэна

(ВРМБ), в результате развития которого излу

чение спонтанных шумов на стоксовой частоте

экспоненциально нарастает в поле излучения

накачки по закону I = I0expG. Этот эффект на чинает проявляться тогда, когда инкремент на

растания интенсивности G достигает некоторого

порогового уровня Gth = 20–30

L
∫G = g I(x, y, z)dz > Gth, o

(5)

где g – локальный инкремент, являющийся

параметром нелинейной среды. Например, для

неодимовых стекол g = 1–2,5 cм/ГВт [8].

Развитие рассмотренных нелинейных эф

фектов, а значит, и их значение, зависит от

длительности импульса. Так, для импульсов

короче 0,1–1 нс определяющее влияние оказы

вает самофокусировка. Для tp > 1 нс основным эффектом является оптический пробой, а для

более длинных импульсов (tp > 3 нс) в игру может вступать ВРМБ. В пограничных областях могут

проявляться несколько эффектов и относитель

ное влияние того или другого будет зависеть от

конкретных обстоятельств.

Возможность развития тех или иных не

линейных эффектов приводит к ограничению

максимальной плотности энергии W в лазерных

усилителях, а значит, к существенному возраста

нию их апертуры и апертуры других оптических

элементов в случае, если требуется получение

большой выходной энергии. Для сред с большой

плотностью энергии насыщения Wsat, к кото рым относится, например, неодимовое стекло

(Wsat ≈ hν/σ = 3–10 Дж/см2 в зависимости от типа стекла), ограничение W на уровне значительно

меньше Wsat ведет к низкому энергосъему.

57

Еще более заметные ограничения налагает самофокусировка, вследствие более сильной за висимости (4) максимальной плотности энергии от длительности импульса. Это приводит к зна чительным трудностям получения пикосекунд ных и фемтосекундных импульсов достаточно большой энергии в лазерных системах, исполь зующих прямое усиление излучения, и поиску другой архитектуры лазерных систем [9, 10].

Лазеры с компрессией импульса
Идея лазеров с компрессией импульса [8] основана на том, что усиление излучения осу ществляется при относительно большой длитель ности, а компрессия производится уже на выходе лазерной системы.
В настоящее время наиболее эффективными и широко используемыми схемами компрессии являются сжатие импульса с использованием в ынужденного рассеяния (ВР) и компрессия фазово-модулированных (чирпированных) им пульсов дифракционными решетками. Послед ний подход имеет англоязычную аббревиатуру CPA-chirped pulse amplification [10].

Лазеры с компрессией на основе вынужденного рассеяния

Сжатие импульсов при ВР происходит в
п роцессе усиления короткого затравочного им
пульса на стоксовой частоте в ВР-усилителе. При
выполнения условий синхронизма ωl – ωS = Ωр (ωl, ωS – частоты накачки и стоксовой волны, Ωр – частота оптических в случае вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР) или аку
стических в случае ВРМБ фононов) возможна
эффективная перекачка энергии из длинного в
короткий импульс. Для этого необходимо вы
полнение дополнительных условий на длину взаимодействия L (она должна быть больше по
ловины длины импульса в пространстве) и плот
ность энергии в затравочном пучке (она должна
быть сравнима с плотностью энергии насыщения
вынужденного рассеяния), т. е.

L > ctp/2nL,

(6)

W

>

WS

=

ωS ωl

nl

+ nS gc

τ.

(7)

Здесь nl и nS – показатели преломления на ла зерной и стоксовой частотах, τ = 1 для tS > T и τ = T/tS для tS T),

(10)

tmin = (2T/gclmax)0,5 (tS > 1. Такой импульс с зависимостью частоты от времени, описываемой формулой (12), полу

чил название чирпированного импульса.

В соответствии с этим подходом типичная

блок схема лазера с компрессией импульса вы

глядит так, как это изображено на рис. 1. В каче

стве активных сред таких лазеров используются

широкополосные среды, параметры некоторых

из них приведены в таблице. В настоящее вре

мя реализованы лазеры практически на всех

перечисленных активных средах. Выбор той или

иной активной среды зависит от решаемых за

дач. Так, наиболее короткие импульсы длитель

ностью около 5 фс получены в лазере на основе

Ti:Al2O3 [23], обладающей наибольшей шириной полосы усиления. Лазеры на основе этой и дру-

гих кристаллических активных сред способны

работать с большой частотой повторения им

пульсов, а значит, и с относительно высокой

средней мощностью излучения. Наибольшие

энергия и пиковая мощность получены в ла

зере, где в качестве оконечных усилительных

каскадов использовалось неодимовое стекло,

позволяющее, как известно, изготавливать ак

тивные элементы большой апертуры [3]. Среди

сред, которые находят широкое применение в

“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

59

OS A C

b br

r

Рис. 1. Примерная блок-схема лазерной системы, использующей принцип усиления чирпированного (фазовомодулированного) импульса. O – задающий генератор, S – стретчер (система удлинения импульса), A – усилительная система, C – компрессор, b и r – коротковолновая и длинноволновая части спектра импульса.

лазерах с компрессией в последнее время, сле дует отметить кристаллические активные среды, активированные иттербием (Yb:YAG, Yb:KGW, Yb:KYW, Yb стекло) [68]. Перспективность этих сред заключается в возможности использования прямой лазерной диодной накачки, малом сток совом сдвиге между длиной волны накачки и генерации, а значит, и малом тепловыделении и широком спектре люминесценции, допускающем работу с фемтосекундными импульсами.
В соответствии с приведенной блок-схемой рассмотрим основные ее элементы. На первом этапе необходимо получить чирпированный импульс. В настоящее время наиболее перспек тивным путем получения такого импульса явля ется удлинение первоначально сверхкороткого импульса, генерируемого, как правило, в лазере с самосинхронизацией мод. Длительность перво начального короткого импульса, определяемого в конечном счете соотношением неопределенно сти tp = k/∆ν (k – коэффициент порядка 1, зави сящий от формы импульса, ∆ν – ширина спектра люминесценции), лежит в пределах от 10 фс до 1 пс в зависимости от используемой активной среды. Затем такой импульс удлиняется в дис персионной линии задержки с одновременным приобретением фазовой модуляции (чирпа). В качестве такой линии задержки можно исполь зовать, например, пару дифракционных решеток с телескопом, размещенным между ними [24]. Телескоп, служит для изменения знака диспер сии этой оптической системы. Задержка оптиче
60

Параметры активных сред, применяемых в лазерах с CPA-компрессией импульса Активная среда

Параметр

Cr:LiSAF Nd-стекло Yb-стекло

Кристаллы, активированные
иттербием

Кристаллы, активированные
неодимом

Параметрическое усиление в кристаллах
KDP

Ti:сапфир Александрит

Плотность энергии насыщения Wsat , Дж/см2 Минимальная длительность им пульса, τmin, фс Центральная длина волны λ ,нм

0,8 26 5 10 780 760

5 7 850 65 8 —

3–15

30–40

60–70

15–70

1053–1062

1030

0,1–1 70–700 1025–1060 100–1000
30

3–15 5000 1047–1070 100–700
30

— 20 900–1500 — 500 —

Время жизни верхнего лазерного 3 260

300–500 1000–2000

“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

уровня, τlum, мкс

Максимальная достигнутая

850 —

пиковая мощность, Ppeak, ТВт

1100 —

1000 (план)
15 (план)

Максимальная достигнутая сред 100 —

няя мощность в режиме сверхко

ротких импульсов, Pav, Вт

ского пути, вносимая удлинителем, описывается выражением [26]

∆τ

=

LλN∆λ c 1 − (λN − sinθ)2 

,

(15)

где θ – угол падения света на решетку, N – коли

чество штрихов на единицу размера у дифракци

онной решетки, ∆λ – ширина спектра в единицах

длин волн, L – эквивалентная оптическая длина

между решетками, рассчитываемая с учетом

того, что телескоп переносит изображение назад.

Линзовый телескоп вносит в пучок хроматиче

ские аберрации, что может приводить к ухудше

нию качества компрессии. Поэтому в устройстве

увеличения длительности предпочтительно ис

пользовать зеркальные оптические элементы,

которые позволяют устранить аберрации [25].

Такая система, называемая обычно удли

нителем, или стретчером, обеспечивает чисто

линейный чирп, а энергия импульса получается

достаточно большой (от нано- до микроджоулей

в зависимости от типа генератора). Поэтому

практически во всех лазерах с компрессией, соз

даваемых на этом принципе, используется такая

система удлинения импульса. Используемая на

ранней стадии система уширения спектра и уд

линения импульса в одномодовом световолокне

практически вышла из употребления из-за вре

менных аберраций, вносимых такой системой.

Как следует из предыдущего изложения, для

п одавления нелинейных эффектов в процессе

усиления необходимо максимально удлинять им-

пульс. Степень удлинения, так же как и последую

щей компрессии, в рассматриваемом подходе опре

деляется шириной спектра и длинами стретчера и

компрессора. При разумной длине этих устройств

(метры) и при использовании многопроходовых

схем максимальная длительность растянутого им

пульса составляет около 2–3 нс при коэффициенте

удлинения 104–106. Это хотя и обеспечивает огром

ный выигрыш в подавлении нелинейных эффектов

по сравнению со схемой прямого усиления, но не

устраняет их полностью.

Генерация исходного короткого импульса

происходит обычно в генераторах с самосинхро

низацией аксиальных мод. Не останавливаясь на

подробностях их работы и условиях реализации

стабильной синхронизации мод (см., например,

обзор [27]), отметим, что длительность импульса

на выходе этих генераторов определяется в ко

нечном счете двумя факторами: шириной линии

усиления активной среды и временем релакса-

ции нелинейного устройства, используемого для

синхронизации. Так, например, наиболее корот

“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

кие импульсы длительностью около 5 фс генери руются в Ti:Al2O3-лазерах с самосинхронизацией мод керровской нелинейной линзой, наводимой самим лазерным импульсом в активном элемен те. Эти лазеры работают в непрерывном режиме, так что энергия одиночного импульса весьма мала (наноджоули). В импульсных лазерах на неодимовом стекле с самосинхронизацией мод о рганическими красителями и с отрицательной обратной связью, применяемой для стабилизации выходных параметров, типичная длитель ность импульса составляет около 1 пс. Исполь зование другого типа нелинейного элемента на основе полупроводниковых структур с кванто выми ямами и непрерывной полупроводниковой накачки позволило уменьшить длительность импульса в лазере на неодимовом стекле при мерно до 100 фс [28]. Нелинейные отражающие зеркала на основе полупроводниковых структур подобного типа с квантовыми ямами и точками используются в последнее время в большинстве фемтосекундных генераторов, так как позволяют реализовать самостартующий режим син хронизации продольных мод.
Усиление растянутого во времени импульса происходит, как правило, в два этапа, что свя зано с необходимостью реализации большого усиления (порядка 106–109). На первом из них энергия импульса увеличивается с нано- или микроджоульного уровня до миллиджоульного уровня. Делается это обычно в регенеративных или многопроходовых усилителях, когда излуче ние проходит через один и тот же объем активной среды несколько раз.
Для дальнейшего усиления фазово-моду лированных импульсов должны применяться усилители большего диаметра, соответствующего заданному уровню выходной энергии. Вы ходной диаметр усилителя, как это уже обсуж далось выше, определяется двумя эффектами, о граничивающими пиковую мощность излуче ния: оптическим пробоем и самофокусировкой.
Для подавления мелкомасштабной самофоку сировки в лазерной усилительной системе может использоваться широкий набор средств, разрабо танных для этой цели [3]: усилители с высоким коэффициентом усиления, пространственная фильтрация и ретрансляция пучка, круговая по ляризация излучения и т. д. Все эти меры позволя ют поднять плотность мощности в усилительных каскадах до 5–6 ГВт/см2, что уже близко к лучевой стойкости оптических элементов
Для упрощения конструкции и снижения стоимости усилительной системы могут при
61

меняться те же методы, что и при оптимизации лазеров для термоядерного синтеза. В частности, могут использоваться многопроходовые усили тельные схемы, минимизирующие количество усилителей и оптических элементов [3].
При усилении импульса в регенеративном усилителе (РУ), а также в последующей усили тельной системе спектр импульса, а значит, и длительность, и форма сжатого импульса, мо гут модифицироваться вследствие различных эффектов: ограниченности полосы усиления активной среды и полосы пропускания различ ных элементов усилительной системы, фазовой самомодуляции, обусловленной нелинейностью показателя преломления; насыщения усиления, временного перекрытия нескольких импуль сов из задающего генератора в регенеративном усилителе. Влияние модуляции спектра, вы зываемой, например, паразитными элементами Фабри–Перо в ячейках Поккельса, линзах, по ляризаторах, зеркалах, подчеркивается много проходовым характером усиления в РУ, что при водит к необходимости очень тщательного отбора и разработки элементов РУ путем их просветления, заклона поверхностей элементов, исключе ния эффектов двулучепреломления. Мелкомас штабная модуляция спектра импульса, приво дящая к низкому контрасту сжатого импульса, может возникать и при малом контрасте выде ления одиночного импульса после задающего генератора. В этом случае основной выделенный импульс и предимпульсы или послеимпульсы могут перекрываться во времени в РУ, приводя к модуляции спектра [29]. Для устранения этого эффекта необходимо тщательно селектировать одиночный импульс с помощью оптических развязок.
Сужение спектра сигнала при его усилении в активной среде с полосой усиления ∆λlum гауссо вой формы описывается формулой [30]

( )∆λout = ∆λin 1 + βln G

∆λin /∆λlum

2

 

−1 / 2

,

(16)

где ∆λout и ∆λin – ширина спектра выходного и входного импульсов, G – полное усиление в си стеме, β = 2[(λin – λlum)/∆λlum]2 – 1 ≈ 1, ∆λlum – ширина спектра люминесценции. При общем уси
лении в лазерной системе на фосфатном неоди мовом стекле 109 ширина спектра исходного
100 фс-импульса уменьшается в 4–5 раз, а дли
тельность сжатого импульса пропорционально
возрастает.
Сужение спектра можно уменьшить, исполь
зуя более широкополосные активные среды.

62

В РУ с активным элементом относительно малой апертуры с успехом используются Ti:Al2O3- или параметрические усилители. Полоса усиления усилителя может быть расширена в несколько раз при использовании частотного селектора [31–33]. Таким селектором может быть, напри мер, эталон Фабри–Перо или интерференционнополяризационный фильтр на основе пластинки из кристаллического кварца или шпата в сочета нии с поляризатором. Такое устройство наиболее целесообразно применять в регенеративном или многопроходовом усилителе.
В том же РУ или в основной усилительной системе могут быть использованы неодимовые стекла различного состава, имеющие разные ширины и положения максимума линии люми несценции [1, 31]. Так, например, в комбиниро ванном усилителе из отечественных фосфатного и силикатного неодимовых стекол полосу усиления можно увеличить примерно в 3 раза [54]. Спектр усиления можно еще более расширить, используя большее количество марок стекол. При меняя этот метод в лазерных системах на неоди мовом стекле, можно, как показывают расчеты и эксперименты, получать импульсы длительностью менее 300 фс с энергией более 100 Дж [31]. При более высокой выходной энергии длительность импульса еще несколько увеличивается. Так, в первом петаваттном лазере [34] она составляла около 440 фс при выходной энергии 600 Дж.
Насыщение усиления может также исказить длительность и форму импульса вследствие изменения формы растянутого импульса при его уси лении: временной максимум импульса сдвигается к переднему фронту, что изменяет баланс энергии импульса для разных участков чирпа. Действие этого эффекта наиболее заметно лишь при зна чительном превышении плотности энергии на сыщения активной среды Wsat = hν/σ. В лаз ерах на неодимовом стекле с Wsat = 4–10 Дж/см2 для импульсов длительностью 1–2 нс после стретчера такую плотность создать не удастся из-за ограни чений со стороны самомодуляции и самофокуси ровки (см. выше), поэтому влиянием этого эффекта по сравнению с другими можно пренебречь.
Для эффективного сжатия мощных чирпи рованных импульсов используются решеточ ные компрессоры [26] как в однопроходовой, так и в двухпроходовой конфигурации. При этом геометрические параметры компрессора выбираются на основе соотношения (15) для оптической задержки. Однопроходовая схема, обладая большей энергетической эффективно стью, имеет тем не менее и существенный недо
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

статок – эллиптическое сечение пучка на выходе, что увеличивает размер пятна и требует оптики большой апертуры при его фокусировке. Поэтому на практике большее распространение по лучили двухпроходовые компрессоры, в которых излучение два раза проходит через компрессор, компенсируя тем самым эллиптичность. Для вывода излучения из компрессора используется смещение пучка на втором проходе в плоскости, перпендикулярной дисперсии, с помощью систе мы двух зеркал или призм.
Поскольку длительность сжатого импульса на выходе из компрессора (0,1–1 пс) занимает в пространстве длину доли миллиметра, это на кладывает на точность юстировки компрессора очень высокие требования, особенно для фемто секундных импульсов.
Так как из-за сжатия импульса интенсивность излучения в компрессоре достигает значе ний более 100 ГВт/см2, уже кубичной нелиней ности воздуха n2 ≈ 10–15 ед. CGSE достаточно для развития самофокусировки (B > 3), что резко снижает фокусируемость излучения. Поэтому компрессор больших лазерных систем вакуу мируют. По этой же причине при фокусировке излучения на мишень стараются использовать и зеркальные фокусирующие системы.
Для компрессоров используются как нарез ные, так и голографические дифракционные отражательные решетки с количеством штрихов n = 1500–1800 штр/мм при работе в первом по рядке дифракции. С увеличением n увеличивает ся угол падения света на решетки и уменьшается расстояние между ними, что позволяет делать конструкции компрессоров более компактными. С другой стороны, при этом уменьшается свето вая апертура решеток и увеличиваются требова ния к точности их изготовления. Так, например, при n = 1800 и угле падения около 70° даже не большой кривизны поверхности решеток было достаточно, чтобы интенсивность излучения в фокусе линзы уменьшилась более чем в 100 раз из-за астигматизма, возникающего при падении веера лучей на слегка изогнутые наклонные по верхности. По этим причинам число штрихов выбирают в диапазоне n = 1200–1740 штр/мм.
Из-за многопроходового характера компрес сора предъявляются высокие требования к диф ракционной эффективности решеток. Так, для получения общего коэффициента пропускания двухпроходового компрессора более 60% диф ракционная эффективность решетки должна превышать 90%. Такие эффективности достига ются как для нарезных, так и для голографиче
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

ских решеток для первого порядка дифракции [35–37]. Однако изготовление нарезных решеток большой апертуры с требуемым количеством штрихов на миллиметр затруднительно из-за износа резца в процессе нарезания.
Ключевым требованием к дифракционным р ешеткам является их высокая лучевая стойкость. Для импульса длительностью 1 нс порог р азрушения составляет менее 1 Дж/см2 [37–40], что более чем на порядок меньше порога раз рушения оптических материалов и покрытий в усилительной системе. К примеру, для создания петаваттного лазера необходимы решетки метрово го размера. Технология изготовления таких реше ток успешно развивается в Ливерморской нацио нальной лаборатории [37]. В компании Х ологрейт (где работают в том числе бывшие сотрудники ГОИ) изготавливаются металлизированные гологра фические дифракционные решетки для лазерных применений размером до 20×40 см.
Таким образом, дифракционные решетки являю тся слабейшим элементом лазерной систе мы, что стимулировало поиск методов создания более стойких решеток. Один из таких методов состоит в нанесении дополнительных диэлектри ческих покрытий на металлическую дифракци онную решетку. Эти дополнительные слои могут значительно (в несколько раз) уменьшать долю энергии, доходящей до металла, способствуя тем самым повышению лучевой стойкости. Прове денные нами эксперименты подтвердили тен денцию повышения лучевой стойкости до 2 раз [38–40] при использовании четырехслойного покрытия на основе пары ZrO2/SiO2.
Другой способ повышения лучевой стойкости состоит в получении дифракционной структуры в многослойных диэлектрических покрытиях [41, 42], которые, как известно, имеют зна чительно более высокий порог разрушения, чем металлы. Проведенные исследования [41] действительно показали возможность создания таких решеток с высокой дифракционной эф фективностью (более 90%). При этом лучевая прочность таких решеток примерно в 5 раз пре вышает прочность металлизированных решеток [69]. Основная проблема связана с высокой стои мостью таких решеток.
Лазеры с комбинированной компрессией импульса
Как это следует из предыдущего рассмотре ния, предельные по длительности характери стики лазерного излучения часто не могут быть
63

реализованы на выходе лазерной системы. Для лазеров с компрессией на вынужденном рассея нии это связано с нестационарностью последне го, а для лазеров с усилением чирпированного импульса – с ограниченностью полосы усиления активной среды. В связи с этим представляет интерес дополнительное сжатие импульса, ко торое можно получить, используя эффект фазо вой самомодуляции. Однако применению этого эффекта препятствует мелкомасштабная само фокусировка, ограничивающая максимальный интеграл распада, а значит, и степень сжатия на уровне B = 2–5. Поэтому необходимым условием уширения спектра и дальнейшей компрессии является подавление ММС.
Подавление ММС может быть достигнуто в одномодовом стеклянном или кварцевом световоде. Однако энергия импульсов в этом случае невелика из-за малого размера волновода. Для увеличения выходной энергии были предложены два способа. В первом из них [43] уши рение спектра производится в полом стеклянном волноводе, заполненном благородным газом. Благодаря тому что поперечный размер моды в полом волноводе (около 100 мкм для видимого и ближнего ИК диапазонов) превышает аналогичный размер в стекловолокне (поряд ка 10 мкм), выходная энергия также существенно повышается – с микро- до субмилли джоульного уровня.
Значительно большее увеличение энегии можно получить при уширении спектра в объеме не линейной среды при подавлении ММС с помощью пространственных фильтров-ретрансляторов [44, 45]. Общий интеграл распада B, характери зующий уширение спектра в такой системе, равен B = NB1, где B1 – интеграл распада на одном не линейном элементе. В такой системе с помощью простых пассивных электрооптических или маг нитооптических развязок можно легко реализо вать многопроходовый или регенеративный режим работы, что увеличивает значение B в m раз, где m – число проходов. Так, например, даже при N = 3 и m = 2 можно получить B = 6B1 ≈ 20–40, т. е. такое же сжатие импульса.
Такая система уширения спектра с после дующим сжатием дифракционными решетками может применяться как для дополнительного сжатия пикосекундных импульсов, так и для преобразования наносекундных импульсов в пи косекундные. В последнем случае возможно ком бинированное сжатие, осуществляемое на первом этапе с помощью ВРМБ, а затем после ушире ния спектра – дифракционными решетками.
64

Этапы развития работ по лазерам с высокой пиковой мощностью излучения в Государственном оптическом институте
Работы по твердотельным лазерам с высокой пиковой мощностью стали разворачиваться в ГОИ сразу же после запуска Л.Д. Хазовым со своими сотрудниками первого в СССР рубинового лазера в самом начале 1960-х годов. На первом этапе основной объем работ был связан с разработкой, созданием и исследованием “силовых” лазеров на неодим овом стекле с большой энергией излучения, но относительно невысокой пиковой мощностью. При этом основные работы проводились в лазерном отделе ГОИ (отдел № 17) под руководством начальника отдела А.А. Мака. После создания филиала № 2 ГОИ в г. Сосновый Бор часть ра бот, связанная в основном с созданием крупномасштабных стендов, переместилась туда.
Работы по лазерам с высокой пиковой мощ ностью концентрировались на тематике, связанной с лазерным термоядерным синтезом, раз вивались в лаб. № 171 ГОИ, возглавляемой М.П. Ванюковым, Л.Д. Хазовым, а затем долгие годы В.А. Серебряковым, и проводились в содру жестве – конкуренции с ведущими научными ин ститутами страны (ФИАН, ИОФАН, ВНИИЭФ, ВНИИТФ, ТРИНИТИ) На первом, раннем пе риоде развития этих работ была создана трехка нальная лазерная система с энергией излучения несколько сотен джоулей и субнаносекундной длительностью импульса. Однако недостаточное знание процессов, ограничивающих мощность излучения, не позволило получить на этой уста новке излучение с высокой яркостью.
Особый размах эти работы стали приобретать, начиная с 1973 г. после решения о создании в филиале № 2 ГОИ (в лаборатории, возглавляе мой Б.М. Седовым) шестиканальной лазерной установки “Прогресс” на неодимовом стекле для проведения исследований по проблеме лазерного термоядерного синтеза. Установка, описанная в статье [46], была введена в эксплуатацию в 1980 году. На этой установке под руководством А.В. Ча рухчева и при непосредственном участии многих сотрудников ГОИ, ВНИИТФ и других организаций был получен целый ряд новых эксперимен тальных результатов в области взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом.
В результате проведенных исследований, в которых принимали участие многие подразделе ния ГОИ, в 1970–1980-х годах была разработана принципиально новая элементная база мощных импульсных твердотельных лазеров, включая
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

системы формирования временного профиля импульса с субнаносекундным разрешением, усилители большой апертуры, пространственные фильтры, оптические затворы, фокусирую щую оптику, преобразователи частоты. В 1970– 1980-х годах были проведены фундаментальные физические исследования процессов, ограничи вающих мощность и яркость излучения твердо тельных лазеров, и разработаны эффективные методы их подавления [3, 7, 8, 46–50].
В середине 1980-х гг. стало понятно, что, не смотря на принимаемые меры по подавлению паразитных нелинейных процессов, архитектура лазеров, основанных на прямом усилении сверхкоротких импульсов, существенно ограни чена примерно на гигаваттом уровне мощности. После успешной демонстрации возможности эффективной компрессии импульсов с помо щью вынужденного рассеяния Мандельштама– Бриллюэна в ГОИ была выдвинута концепция лазеров с компрессией импульсов с использова нием этого эффекта [9]. Развитие этой концеп ции позволило реализовать лазерные системы с субнаносекундной длительностью импульса и энергией до 300 Дж в ГОИ [18] и в рамках реали зации проекта № 108 Международного научнотехнического центра (МНТЦ) в НИИКИ ОЭП (ранее филиал № 2 ГОИ) с энергией более 1 кДж. Параллельно проводились работы по использо ванию ВРМБ для обращения волнового фронта и коррекции фазовых искажений в мощных ла зерных системах [51, 52], обзор этих работ может послужить темой отдельной статьи.
Идея использования компрессии импульсов с помощью сжатия на дисперсионных оптиче ских элементах с целью создания эффективных лазерных систем была высказана и впервые реализована сотрудниками Рочестерского уни верситета (США) [10]. В ГОИ работы в данном направлении были инициированы А.А. Маком в конце 1980-х годов. Однако в связи с распадом СССР и общим ухудшением экономического положения финансирование научных исследова ний в Российской федерации было практически прекращено. В этой ситуации помощь выжива нию науки в России оказали международные организации. В частности, большую роль сыграл МНТЦ, организованный в Москве Россией, США и Европейским сообществом. В 1993 г. коллек тив ученых из трех организаций – Института лазерной физики (преемник лазерного отдела), НИИКИ ОЭП и ВНИИТФ (Челябинск-70) – под руководством А.А. Мака подали заявку в МНТЦ на финансирование работ в области генерации
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

и применения сверхсильных лазерных полей. Данный проект сроком на 3 года был одобрен и получил финансирование на сумму около мил лиона долларов.
По сути это дало шанс на продолжение работы в области мощных лазеров с высокой пиковой мощностью излучения. И коллектив этим шан сом воспользовался. В результате была разработана дополнительная к уже имевшейся элемент ная база мощных лазеров со сверхкороткой дли тельностью импульса, включая дифракционные решетки большой апертуры, стартовые комплек сы по генерации, удлинению и предварительному усилению субпикосекундных импульсов, системы контрастирования импульсов [53]. На этой базе с учетом уже имевшихся систем сначала в Институте лазерной физики (быв ший 17 научный отдел ГОИ, сейчас отделение НО-1 НПК “ГОИ им. С.И. Вавилова”), а немного позднее и в НИИКИ ОЭП были созданы первые в России лазерные установки на неодимовом стекле с тераваттным уровнем пиковой мощности [29, 54–56]. На этих установках при непо средственном участии специалистов из ВНИИТФ были проведены многочисленные исследования по взаимодействию сверхсильных полей с ве ществом. Далее мощности этих установок были увеличены до 10–40 ТВт, а во ВНИИТФ с по мощью специалистов НИИ ЛФ и НИИКИ была создана лазерная 10 ТВт-система “Сокол-П”. Долгое время эти установки терраватного уровня мощности были единственными в России1, пер вая тераваттная Ti:Sa-система [57] была создана в ИПФ РАН существенно позже. В последнее время ситуация изменилась. В ИПФ РАН была разработана и создана установка на основе принципа параметрического усиления чирпи рованных импульсов субпетаваттного уровня мощности [58]. На базе ВНИИЭФ планируется увеличение мощности этой установки до пета ваттного уровня. Следует отметить, что в этих установках [58, 66] широко используются на работки ГОИ в области усилителей с большой апертурой, стойких дифракционных решеток, других оптических систем и элементов.
Перспективы получения предельных пиковых мощностей излучения
Примерная картина роста пиковой интенсив ности излучения в отечественных и зарубежных разработках показана на рис. 2. Тераваттный
1 Установка в ИЛФ разобрана в 2008 г.
65

1030

Предельная лазерная интенсивность

Интенсивность I, Вт/см2

1025

Нелинейная квантовая электродинамика

1020 1015

Лазерная нуклеоника
Релятивистская лазерная плазма Высокотемпературная сверхплотная плазма
Нелинейная атомная физика Лазеры с компрессией импульса

1010

Синхронизация мод Модуляторы добротности

Лазеры с прямым усилением

1960

1970

1980

1990

2000

2010 Год

Рис. 2. Рост пиковой плотности мощности, достигнутый с помощью лазерных систем, и новые области фундаментальных исследований, доступные при этих интенсивностях.

рубеж пиковой мощности, преодоленный лишь с помощью лазера с компрессией импульса, был достигнут в 1991 г. В настоящее время в мире насчитывается несколько десятков установок такого класса, такие лазеры можно приобрести также у различных фирм.
Следующий рубеж петаваттной пиковой мощ ности был взят в 1996 г – первый петаваттный лазер был создан в Ливерморской национальной лаборатории на базе одного канала установки “Нова” [34]. Через некоторое время установка “Нова” была разобрана, чтобы освободить место для строительства установки нового поколения – NIF (National Ignition Facility). Эта установка, в состав которой, по всей вероятности, войдет и мультипетаваттный лазер, предназначена для демонстрации зажигания термоядерной реакции и будет введена в строй после 2010 г.
Следующие установки петаваттного класса появились только через 5 лет, сначала в Японии (2001 г), а затем в Великобритании (2003 г). В настоящее время в мире насчитывается всего несколько установок петаваттного и субпетаватт ного уровня, еще несколько строятся [59–65]. В России наибольшая пиковая мощность поряд ка 0,4 ПВт достигнута на установке с параме трическим усилением чирпированного импульса в ИПФ РАН. Масштабирование мощности этой установки до петаваттного уровня планируется в Институте лазерно-физических исследований ВНИИЭФ при использовании дополнительного
66

параметрического усилителя большой апертуры с накачкой излучением лазерного канала уста новки “Луч”.
Каковы же пределы увеличения пиковой мощности излучения над петаваттным уровнем и каковы перспективы их получения? В лазерных системах с компрессией импульсов максималь ная пиковая мощность ограничивается рассмо тренными выше процессами и в первую очередь оптическим пробоем и мелкомасштабной само фокусировкой. Влияние этих эффектов может быть существенно ослаблено при длительности усиливаемого импульса более 20 нс. В этом случае основным фактором, ограничивающим вы ходную энергию, является энергия, запасенная в активной среде – Estor = hναS/σ (α – коэффици ент усиления усилителя, S – площадь поперечно го сечения выходной апертуры, σ – поперечное сечение вынужденного перехода). Поскольку ко эффициент усиления практически во всех типах усилителей ограничен примерно на одном уровне эффектами усиленной суперлюминесценции и генерации паразитных мод, выходная энергия будет максимальна для сред с наименьшим зна чением σ и наибольшим значением плотности энергии насыщения Wsat = hν/σ. К таким сре дам (см. таблицу) относятся лазерные стекла, активированные редкими землями неодима и иттербия [2, 3]. Так, например, для неодимовых стекол Wsat лежит в пределах от 3 до 15 Дж/см2, а для Yb-стекла достигает 40 Дж/см2, что суще
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

ственно превышает лучевую прочность стекла, дифракционных решеток и других оптических элементов для наносекундных импульсов. По этому для реализации всего потенциала твердо тельных сред по запасению энергии необходима разработка стойких оптических элементов и (или) увеличение длительности усиливаемого импульса до 100 нс и более.
Поскольку плотность энергии, снимаемой с единицы площади усилителя, так или иначе ограничена, единственным способом увеличения выходной энергии остается увеличение площади выходной апертуры S. Наибольшей излучающей площадью в настоящее время обладают лазерные системы на неодимовом стекле, используемые для исследований по проблеме инерциального синтеза и смежных проблем. Рекордная энергия, получаемая в настоящее время в наносекунд ных лазерных системах на неодимовом стекле, дос тигает значений порядка 15 кДж с одного канала [67]. В лазерных системах на стекле до стижима предельная длительность около 200 фс, что с учетом потерь в компрессоре дает пико вую мощность около 50 ПВт с одного канала. В настоящее время в США и Франции строятся многоканальные установки “NIF” и “LMJ” с выходной энергией около 2 МДж каждая. Не трудно подсчитать, что, сжав импульс такой энергии, можно получить пиковую мощность порядка 1019 Вт или 10 ЭкзаВт. Однако сжатие импульсов во всех каналах этих установок не планируется, что, по всей вероятности, связано с отсутствием экономически мотивированной задачи. Главной задачей для сверхмощных ла зеров в настоящее время считается реализация быстрого зажигания термоядерных мишеней. Расчеты и эксперименты показывают, что для реализации такого зажигания необходим лазер с энергией порядка 100 кДж и длительностью импульса 1–10 пс [67], что соответствует пиковой мощности субэкзаваттного уровня. В настоящее время в Европейском сообществе разрабаты вается проект такого лазера “HiPER” [67] для реализации лазерного термоядерного синтеза в режиме быстрого зажигания. Существует и другой проект – “EЕLI” (European Extreme Light Infrastructure), целью которого также является создание лазера с экзаваттным уровнем мощ ности для проведения исследований в области физики высоких энергий.
Следующий рубеж по пиковой мощности – 1021 Вт (или 1 ЗетаВт) требует радикального сокращения длительности импульса при сохра нении той же выходной энергии [2], и его преодо
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

ление возможно лишь в отдаленной перспективе, может быть, при переходе к аттосекундным импульсам. Более реалистично сокращение дли тельности импульса до длительности в единицы фемтосекунд. Это можно сделать, например, в лазерных системах на основе Ti:Al2O3 или па раметрического усиления. Однако плотность энергии насыщения в титановых системах (около 1 Дж/см2) существенно меньше чем в стеклах, что ограничивает снимаемую с единицы площади активной среды энергию. К тому же мак симальные размеры активных элементов из сап фира существенно уступают размерам элементов из стекла. Эти обстоятельства ограничивают пока что пиковую мощность в таких системах на субпетаваттном уровне [60]. Апертура параме трических усилителей, использующих в качестве активной среды кристаллы группы KDP, может быть сделана сравнимой с апертурой элементов из неодимового стекла. Лучевая проч ность этих сред тоже близка, что подразумевает примерно равную выходную энергию. Схема параметрического усиления обладает суще ственно большей полосой усиления, что дает воз можность получать на выходе примерно в 5 раз более короткие импульсы (40 фс против 200 фс). Это, казалось бы, дает преимущество схеме па раметрического усиления. Однако для накачки параметрических усилителей используются те же самые системы на неодимовом стекле с пре образованием частоты во вторую гармонику, что и в схеме усиления чирпированных импульсов (CPA) [66]. Учитывая, что реальная эффектив ность преобразования частоты достигает 80%, а эффективность параметрического усилителя не превышает 35%, энергия на выходе параметри ческого усилителя может составлять только око ло 28% от энергии неодимового лазера [58, 66], что примерно равно соотношению длительностей импульсов. Поэтому использование прямой CPA-схемы в лазерах на неодимовом или ит тербиевом стекле представляется наиболее предпочтительным для реализации предельных пиковых мощностей. В этих лазерах можно при менить рассмотренную выше схему дополнитель ной нелинейной компрессии, что позволиет более чем на порядок увеличить пиковую мощность.
Заключение
Таким образом, мощные лазерные системы с высокой пиковой мощностью излучения прошли большой путь развития как во всем мире, так и в ГОИ им. С.И. Вавилова и в институтах – пре
67

емниках ГОИ. Достаточно сказать, что пиковая мощность излучения увеличилась на 5 порядков величины (с мегаваттного до мультитераваттно го уровня), а яркость – еще больше. Благодаря уникальному набору комплекса параметров твердотельные лазерные среды на основе активи рованных стекол и кристаллов являются основой для создания сверхмощных лазерных систем.
Сотрудниками ГОИ были определены основ ные эффекты, ограничивающие мощность и яркость излучения, и разработаны методы их подавления, что позволило получить рекорд ные для своего времени параметры излучения в лазерных системах на неодимовом стекле. В дальнейшем было предложено использование компрессии импульсов как радикального метода улучшения параметров мощных лазеров. Было показано, что лазерные системы с компрессией импульса позволяют значительно улучшить па раметры твердотельных лазерных систем, устра няя ограничения, накладываемые нелинейными эффектами. Более того, такие системы были реализованы с рекордными для своего времени параметрами излучения.
В статье сознательно рассмотрение ограничено только “временной” составляющей и не затронута по существу проблема получения предельно малой угловой расходимости излуче ния таких лазеров, требуемой для достижения предельной яркости. Работы в этом направлении широко велись в ГОИ, в том числе и примени тельно к мощным лазерам, и требуют отдельного обозрения.
ЛИТЕРАТУРА
1. Андреев А.А., Мак А.А., Яшин В.Е. Генерация и применение сверхсильных лазерных полей // Квант. электрон. 1997. Т. 24. С. 99–114.
2. Tajima T., Mourou G. Zettawatt-exawatt lasers and their applications in ultrastrong-field physics // Phys. Rev. ST Accel. Beams. 2002. V. 5. № 3. P. 031301-1–031301-9.
3. Мак А.А., Сомс Л.Н., Фромзель В.А., Яшин В.Е. Лазеры на неодимовом стекле. М.: Наука, 1990. 288 с.
4. Шашкин В.В., Яшин В.Е. Оптимизация формы импульса в твердотельных лазерных усилителях с учетом ограничений, накладываемых нели нейными эффектами // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1991. Т. 55. С. 303–307.
5. Carr C.W., Trenholme J.B., Spaeth M.L. Effect of temporal pulse shape on optical damage // Appl. Phys. Lett. 2007. V. 90. P. 041110-1-3
68

6. Stuart B., Feit M.D., Perry M.D., Rubenchik A.M., Shore B.W. Nanosecond-to-femtosecond laserinduced breakdown in dielectrics // Phys. Rev. B. 1996. V. 53. P. 1749–1761.
7. Баянов В.И., Мак А.А., Серебряков В.А., Яшин В.Е. Исследование самофокусировки в лазерных уси лителях на неодимовом стекле и ее подавления с помощью пространственной фильтрации // Квант. электрон. 1979. Т. 6. С. 902–910.
8. Ешмеметьева Е.В., Королев В.И., Меснянкин Е.П., Серебряков В.А., Шашкин В.В., Яшин В.Е. О предельных энергетических параметрах излу чения в лазерных системах на неодимовом стекле // Квант. электрон. 1992. Т. 19. С. 837–841.
9. Мак А.А., Любимов В.В., Серебряков В.А., Фромзель В.А., Яшин В.Е. Твердотельные лазеры с высокой яркостью излучения // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1982. Т. 46. С. 1858–1871.
10. Maine P., Strickland D., Bado P., Pessot M., Mou rou G. Generation of ultrahigh peak power pulses by chirped pulse amplification // IEEE J. Quant. Electron. 1988. V. 24. P. 398–403.
11. Власов С.Н., Таланов В.И. Самофокусировка волн. Нижний Новгород: Институт прикладной физики РАН, 1997. 217 с.
12. Карпухин С.Н., Яшин В.Е. Эффективное отраже ние излучения с обращением волнового фронта при вынужденном комбинационном рассеянии в кристаллах // Письма в ЖТФ. 1983. Т.9. С.1115–1120.
13. Горбунов В.А., Иванов В.Б., Паперный С.Б., Старцев В.Р. // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1984. Т. 48. С. 1580–1589.
14. Паперный С.Б., Старцев В.Р. // Опт. и спектр. 1984. Т. 56. С. 195–197.
15. Yashin V.E. High power laser for fusion with pulse compression // Proc. SPIE. 1992. V. 1839. P. 175–180.
16. Gorbunov V.A., Mak A.A., Papernyi S.B., Yashin V.E. Some problems of lasers with SBS pulse compression application for inertial confinement fusion // Proc. SPIE. 1997. V. 3047. P. 396–402.
17. Schiemann S., Ubachs W., Hogervorst W. Efficient temporal compression of coherent nanosecond pulses in acompact SBS generator-amplifier setup // IEEE J. of Quant. Electron. 1997. V. 33. P. 358–366.
18. Mak A.A., Papernyi S.B. // Technical digest of pa pers on CLEO’91. 1991. paper CWC6.
19. Лаврентьев К.К., Сабиров Р.Л., Чижов С.А., Яшин В.Е. Импульсно-периодическая твердотель ная лазерная система с ВРМБ-компрессией им пульса // Опт. и спектр. 2000.Т. 89. С. 164–169.
20. Бузялис Р.Р., Дементьев А.С., Косенко Е.К., Мура ускас Э.К. ВРМБ-компрессия импульсов ИАГ:Ndлазера с коротким резонатором и измерение времени безызлучательной релаксации его ниж него рабочего уровня // Квант. электрон. 1995. Т. 22. С. 567–570.
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

21. Pivinskii E.G., Akulinichev V.V., Gorbunov V.A. Nd:YAG laser pulse compression by three-stage stimulated Brillouin and Raman scatterings // Proc. SPIE. 1997. V. 2986. P. 231–238
22. Иванов В.Б., Мак А.А., Паперный С.Б., Сереб ряков В.А. // Квант. электрон. 1986. Т. 13. С. 857–860.
23. Sartania S., Cheng Z., Lenzner M., Tempea G., Spielmann Ch., Krausz F., Ferencz K. Generation of 0,1-TW 5-fs optical pulses at a 1-kHz repetition rate // Opt. Lett. 1997. V. 22. P. 1562–1565.
24. Martinez O.E. 3000 times grating compressor with positive group velocity dispersion: Application to fiber compensation in 1,3–1,6 µm region // IEEE J. of Quant. Electron. 1987. V.23. P.59–64.
25. Cheriaux G., Rousseau P., Salin F., et al. Aberrationfree stretcher design for ultrashort-pulse ampli fication // Opt. Lett. 1996. V. 21. P. 414–416.
26. Treacy E.B. Optical pulse compression with diffraction gratings // IEEE J. Quant. Electron. 1969. V. 5. P. 454–458.
27. Spielmann C., Curley P.F., Brabec T., Krausz F. Femtosecond solid-state lasers // IEEE J. Quant. Electron. 1992.V. 28. P. 2097–2122.
28. Korf D., Kartner F.X., Weingarten K.J., Keller U. All-in-one dispersion-compensating saturable absorber mirror for compact femtosecond laser sources // Opt. Lett. 1995. V. 21. P. 468–488.
29. Van’kov A., Kozlov A., Chizhov S., Yashin V. 1-TW Nd:glass laser system // Proc. SPIE. 1994. V. 2095. P. 87–90.
30. Rouyer C., Mazataud E., Allais I., Pierre A., Seznec S., Sauteret C., Mourou G., Migus A. Generation of 50-TW femtosecond pulses in a Ti:sapphire/ Nd:glass chain // Opt. Lett. 1993. V. 18. P. 214– 216.
31. Rouyer C., Blanchot N., Allais I., Mazataud E., Miquel J. L., Nail M., Pierre A., Sauteret C., Migus A. Production and characterization of intensi ties above 2×1019 W/cm2, obtained with 30-TW 300-fs pulses generated in a Ti:sapphire/Nddoped mixed-glass chain // JOSA B. 1996. V. 1. P. 55–58.
32. Gogoleva N.G., Gorbunov V.A.Modeling of chirpedpulse-amplification laser // Proc. SPIE. 1996. V.2770. P.23–30.
33. Barty C.P.J., Korn G., Raksi F., Rose-Petruck C., Squier J., Tien A.C.,Wilson K.R., Yakovlev V.V., Yamakawa K. Regenerative pulse shaping and amplification of ultrabroadband optical pulses // Opt. Lett. 1996. V. 21. P. 219–221.
34. Perry M.D., Pennington D., Stuart B.C., Tiethbohl G., Britten J.A., Brown C., Hermann S., Go lick B., Kartz M., Miller J., Powell H.T., Verg ino M., Yanovsky V. Petawatt Laser Pulses // Opt. Lett. 1999. V. 24. P. 160–162.
“Оптический журнал”, 76, 4, 2009

35. Герке Р.Р., Корешев С.Н., Семенов Г.В., Смирнов В.В. Голограммная оптика в “ГОИ им. С.И. Вавилова” // Оптический журнал. 1994. № 1. С. 26–39.
36. Loewen E., Maystre D., Popov E., Tsonev L. Diffraction efficiency of echelles working in extremely high orders // Appl. Opt. 1995. V. 34. P. 1700– 1704.
37. Boyd R.D., Britten J.A., Decker D.E., Shore B.W., Stuar B.C., Perry M.D. High-efficiency metallic diffraction gratings for laser applications // Appl. Opt. 1995. V. 34. P. 1697–1706.
38. Yashin V.E., Mak A.A., Bakh L., Yakovlev E., Gerke R., Usupov I. Diffraction gratings for lasers with pulse compression: comparative research //Proc. SPIE. 1998. V. 3291. P. 199–201.
39. Винокурова В.Д., Салль Е.Г, Чарухчев А.В., Яшин В.Д. Численное и экспериментальное ис следования дифракционных решеток для ком прессии мощных лазерных импульсов // Опти ческий журнал. 2005. Т. 72. № 11. С. 27–31.
40. Винокурова В.Д. Герке Р.Р. Дубровина Т.Г. Михайлов М.Д. Салль Е.Г. Чарухчев А.В., Яшин В.Е. Металлизированные голографические дифрак ционные решетки с повышенной лучевой стой костью для систем компрессии лазерных импуль сов // Квант. электрон. 2005. Т. 35.С. 569–572.
41. Perry M.D., Boyd R.D., Britten J.A., Decker D., Shore B.W., Shannon C., Shults E. High-efficiency multilayer dielectric diffraction gratings // Opt. Lett. 1995. V. 20. P. 940–942.
42. Свахин А.С., Сычугов В.А., Тихомиров А.Е. Стойкие к оптическому излучению дифракци онные решетки для использования в лазерных резонаторах // Квант. электрон. 1994. Т. 21. С. 250–252.
43. Nisoli M., De Silvestri S., Svelto O., Szipocs R., Ferencz K., Spielmann Ch., Sartania S., Krausz F. Compression of high-energy laser pulses below 5 fs // Opt. Lett. 1997. V. 22. P. 522–525.
44. Мак А.А., Яшин В.Е. О возможности сжатия ла зерных импульсов большой энергии в компрес соре на основе квазипериодической системы не линейных элементов и диспергирующей среды // Опт. и спектр. 1991. Т. 70. С. 3–5.
45. Yashin V.E., Vankov A.B., Kozlov A.A., Chizhov S.A., Andreev A.A., Sutyagin A.N. Compression of highenergy laser pulses after self-phase modulation in a bulk nonlinear medium // Proc. SPIE. 1997. V. 3047. P. 1027–1032.
46. Алексеев В.Н., Бордачев Е.Г., Бородин В.Г. и др. Шестиканальная лазерная установка “Прогресс” на фосфатном неодимовом стекле // Изв. АН СССР. Cер. физ. 1984. Т. 48. С. 1477–1484.
47. Мустаев К.Ш., Серебряков В.А., Яшин В.Е. По давление мелкомасштабной самофокусировки в усилителях на неодимовом стекле с помощь оптических ретрансляторов // Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6. С. 856–859.
69

48. Власов С.Н., Крыжановский В.И., Яшин В.Е. Ис пользование световых пучков с круговой поля ризацией для подавления самофокусировочной неустойчивости в нелинейной кубичной среде с ретрансляторами // Квант. электрон. 1982. Т. 9. С. 14–20.
49. Крыжановский В.И., Седов Б.М., Серебряков В.А., Цветков А.Д., Яшин В.Е. Формирование про странственной структуры излучения в твердо тельных лазерных системах аподизирующими и “жесткими” апертурами // Квант. электрон. 1983. Т. 10. С. 354–359.
50. Баянов В.И., Бордачев Е.Г., Волынкин В.М., Крыжановский В. И., Мак А.А., Моторин И.В., Никонова М.В., Серебряков В.А., Стариков А.Д, Чарухчев А.В., Щавелев О.С., Яшин В.Е. Стер жневые усилители большой апертуры на фосфат ном неодимовом стекле для лазеров с высокой яркостью излучения // Квант. электрон. 1986. Т. 13. В. 9. С. 1891–1896.
51. Любимов В.В., Мак А.А., Яшин В.Е. Некоторые проблемы использования обращения волнового фронта в лазерных системах // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1987. Т. 51. C. 330–339.
52. Мак А.А., Малинин Б.Г., Яшин В.Е. Некоторые проблемы применения обращения волнового фронта в твердотельных лазерных системах // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1990. Т. 54. C. 1026– 1035.
53. Ваньков А.Б., Козлов А.А., Чижов С.А., Яшин В.Е. Повышение контраста ультракоротких лазер ных импульсов с помощью электрооптического дефлектора // Квант. электрон. 1995. Т. 22. С. 583–585.
54. Мак А.А., Яшин В.Е. Оптика мощных твердотель ных лазеров: проблемы реализации предельных возможностей // Оптический журнал. 1998. Т. 65. № 12. С. 39–51.
55. Андреев А.А., Чарухчев А.В., Яшин В.Е. Генера ция и применения мультитераваттных лазерных импульсов // Труды ГОИ. 2000. Т. 84. В. 218. С. 21–39.
56. Бородин В.Г., Комаров В.М., Малинов В.А., Мигель В.М., Никитин Н.В., Попов В.С, Потапов С.Л., Чарухчев А.В., Чернов В.Н. Лазерная установка “Прогресс-П” с усилением чирпиро ванного импульса в неодимовом стекле // Квант. электрон. 1999. T. 29. P. 101–105.
57. Бабин А.А., Киселев А.М., Сергеев А.М., Сте панов А.Н. Тераваттный фемтосекундный ти тан-сапфировый лазерный комплекс // Квант. электрон. 2001. Т. 31. С. 623–626.
58. Lozhkarev V.V., Friedman G.I., Ginzburg V.N., Katin E.V., Khazanov E.A., Kirsanov A.V., Luchinin G.A., Malshakov A.N., Martyanov M.A., Pala

shov O.V., Poteomkin A.K., Sergeev A.M., Shaykin A.A., Yakovlev I.V., Garanin S.G., Sukharev S.A., Rukav ishnikov N.N., Charukhchev A.V., Gerke R.R., Yashin V.E. 200 TW 45 fs laser based on optical parametric chirped pulse amplification // Opt. Exp. 2006. V. 14. P. 446–454.
59. Bahk S.-W., Rousseau P., Planchon T., Chvykov V., Kalintchenko G., Maksimchuk A., Mourou G., Yanovsky V. The generation and characterization of the highest laser intensity (1022 W/cm2) // Opt. Lett. 2004. V. 29. P. 2837–2839.
60. Aoyama M., Yamakawa K., Akahane Y., Ma J., Inoue N., Ueda H., Kiriyama H. 0,85-PW, 33-fs Ti:sapphire laser // Opt. Lett. 2003. V. 28. P. 1594–1596.
61. Ple F., Pittman M., Jamelot G., Chambaret J.-P. Design and demonstration of a high-energy booster amplifier for a high-repetition rate petawatt class laser system // Opt. Lett. 2007. V. 32. P. 238–240.
62. Blanchot N, Bignon., E., Co¿c H., et al. MultiPetawatt High Energy Laser Project on the LIL Facility in Aquitaine // Proc. SPIE. 2005. V. 5975. P. 30–35.
63. Kitagawa Y., Fujita H., Kodama R. et al. Prepulsefree petawatt laser for a fast ignitor // IEEE J. Quantum Electron. 2004. V. 40. P. 281–293.
64. Blanchot N., Marre G., Ne′auport J., Sibe′ E., Rou- yer C., Montant S., Cotel A., Le Blanc C., Sauteret C. Synthetic aperture compression scheme for MultiPetawatt High Energy laser // Appl. Opt. 2006. V.45. P. 6013–6021.
65. Maywar D. N., Kelly J. H., Waxer L. J. et.al. OMEGA EP high-energy petawatt laser: Progress and prospects. // J. of Physics: Conference Series 2008. V. 112 . P. 032007.
66. Потемкин А.К., Катин Е.В., Кирсанов А.В., Лучинин Г.А., Мальшаков А.Н., Мартьянов М.А., Матвеев А.З., Палашов О.В., Хазанов Е.А., Шайкин А.А. Компактный лазер на фосфатном стекле с неодимом с энергией 100 Дж и мощностью 100 ГВт для накачки параметрического усилителя чирпированных импульсов // Квант. электрон. 2005. V. 35. P. 302–310.
67. HIPER: Technical Background and Conceptual Design Report 2007. http://www.hiper-laser. org/
68. Krupke W. Ytterbium Solid-state Lasers-the First Decade // IEEE J. Sel. Top. Quant. Electron. 2000. V. 6. P. 1287–1296.
69. Jovanic C., Brown G., Stuart B.C., Molander W.A., Nielsen N.D., Wattellier B.F., Britten J.A., Penni gnton D.M., Barty C.P. Precision damage tests of multilayer dielectric grating for high energy PW lasers // Proc. SPIE. 2004. V. 5647, 34–39.

70 “Оптический журнал”, 76, 4, 2009