На правах рукописи

Кузьминский Леонард Сергеевич

АВТОКОЛЕБАТЕЛЬНАЯ НЕУСТОЙЧИВОСТЬ

В ГАЗОВЫХ ЛАЗЕРАХ С ПОПЕРЕЧНЫМ ПРОТОКОМ

ДВУХКОМПОНЕНТНОЙ АКТИВНОЙ СРЕДЫ

Специальности: 01.04.05 - оптика, 01.04.03 - радиофизика

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 2009

Работа выполнена на кафедре оптики и спектроскопии физического факультета Московского государственного университета имени М.В. Ломоносова Научные руководители: доктор физико-математических наук, доцент Одинцов Анатолий Иванович доктор физико-математических наук, профессор Федосеев Анатолий Иванович

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор Макаров Владимир Анатольевич доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник Кузьмин Виктор Николаевич

Ведущая организация: Институт общей физики им. А.М. Прохорова РАН

Защита состоится 18 июня 2009 г. в _ часов на заседании совета по защите докторских и кандидатских диссертаций Д 501.001.67 при Московском государственном университете имени М.В. Ломоносова по адресу: 119992, г.Москва, ГСП-2, Ленинские горы, д.1, стр.2, физический факультет, ауд. им. Р.В. Хохлова.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ им.

М.В.Ломоносова по адресу: 119992, г.Москва, ГСП-2, Ленинские горы, д.1, стр.2, физический факультет.

Автореферат разослан “” мая 2009 года

Ученый секретарь совета по защите докторских и кандидатских диссертаций Д 501.001.67 при МГУ имени М.В. Ломоносова кандидат физико-математических наук доцент А.Ф.Королев

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы Нелинейно-динамические явления в лазерах, такие как автоколебательная неустойчивость стационарной генерации, возникновение автопульсаций излучения и различных видов импульсно-периодической и хаотической генерации представляют большой научный интерес для общей проблемы распределенных нелинейнодинамических систем. Практическая актуальность исследования указанных явлений заключается, с одной стороны, в том, что они при определенных условиях могут сильно влиять на работу лазера, а, с другой стороны, в принципиальной возможности использовать эти явления для создания на их основе новых эффективных методов управления динамическими режимами работы лазеров.

В лазерах с движущейся активной средой, к которым относятся используемые в промышленности “технологические” лазеры на молекулярных газах (CO2, CO ), существуют специфические механизмы неустойчивости, обусловленные нелокальным характером взаимодействия излучения со средой и возникновением в потоке среды инерционной обратной связи между различными пространственными зонами резонаторной системы. Физическая картина динамической неустойчивости в таких лазерах усложняется наличием в них разных типов автоколебаний, которые могут взаимодействовать между собой.

В настоящее время механизмы возбуждения различных автоколебаний достаточно полно изучены только для простой модели проточного лазера с неустойчивым резонатором и однокомпонентной активной средой. Между тем во всех существующих типах технологических лазеров в качестве активной среды используются смеси газов, компоненты которых обмениваются энергией друг с другом. Имеющиеся в литературе публикации по динамике генерации быстропроточных CO2 N лазеров не выявляют в достаточной степени качественных особенностей механизмов неустойчивости в смесях и роли в них обменных процессов для различных видов автоколебаний. Поэтому задача исследования явлений автоколебательной неустойчивости в быстропроточных лазерах (БПЛ) на смесях газов остается актуальной.

Цель работы Целью работы являлось выяснение особенностей физических механизмов неустойчивости для различных видов автоколебаний в БПЛ на смесях газов, качественно моделирующих активную среду CO2 N 2 лазеров, и анализ роли в них обменных процессов.

В работе были поставлены следующие основные задачи:

- разработка аналитических и численных расчетных моделей для исследования механизмов автоколебательной неустойчивости в движущихся двухкомпонентных лазерно-активных средах;

- численное моделирование развития релаксационных и пролетных автоколебаний в БПЛ с неустойчивым резонатором в широком диапазоне изменения скоростей обмена энергией между компонентами смеси при различных параметрах системы;

- анализ особенностей механизмов автоколебательной неустойчивости генерации в движущихся смесях и выяснение роли обменных процессов в механизмах неустойчивости;

- исследование влияния квазипериодической пространственной структуры лазерного поля на возникновение автоколебаний в системе генератор-усилитель с движущейся средой.

Научная новизна результатов Установлен механизм влияния обменных процессов в двухкомпонентной активной среде на автоколебательную неустойчивость и изучены его закономерности. Построены аналитические модели явлений автоколебательной неустойчивости релаксационного и пролетного типов в двухкомпонентных движущихся активных средах. Обнаружен и исследован эффект резонансного усиления автоколебательных возмущений при движении активной среды через пространственнопериодическое поле в лазерной системе генератор-усилитель.

Практическая значимость Результаты диссертации могут быть использованы в разработках проточных лазеров на смесях газов для целей повышения временной стабильности излучения и создания новых перспективных способов управления режимами генерации.

Защищаемые положения 1. Аналитические модели автоколебательной неустойчивости пролетного и релаксационного типов в проточных лазерах с двухкомпонентной активной средой и соотношения, позволяющие определять пороги возбуждения автоколебаний, их частоты и инкременты по характеристикам стационарной генерации.

2. Установление важной роли процессов обмена возмущениями между компонентами активной среды в механизмах релаксационной и пролетной неустойчивостей.

3. Специфический механизм подавления релаксационных колебаний в неустойчивом резонаторе в смесях с неполным обменом, который связан с передачей колебательного возмущения от лазерно-активной компоненты к неактивной и возникающим в результате этого дополнительным сдвигом фаз между колебаниями поля и усиления на оптической оси резонатора.

4. Механизм пролетных автоколебаний в проточном лазере с неустойчивым резонатором связан с возбуждением на краю апертуры резонатора волны возмущений смеси с синфазными колебаниями населенностей компонент.

5. Обнаруженный эффект резонансного усиления автоколебательных возмущений при движении активной среды через периодическую структуру поля в лазерной системе генератор-усилитель и его теоретическая интерпретация.

Достоверность результатов обеспечивается тщательной проработкой методик вычислений, многократным проведением расчетов в широком диапазоне параметров систем, согласием результатов аналитических и численных расчетов, а также сопоставлением с имеющимися в литературе данными других работ.

Апробация работы Результаты работы были представлены на следующих конференциях: Научная конференция “Ломоносовские чтения” (Москва, апрель 2008г.); Международная конференция “XVII International Symposium on Gas Flow and Chemical Lasers & High Power Lasers” (Лиссабон, Португалия, сентябрь 2008г.).

Публикации По теме диссертации опубликовано 7 научных работ, в том числе 4 статьи в журналах, рекомендованных ВАК, 2 тезисов докладов на конференциях.

Структура и объем диссертации Диссертация состоит из введения, литературного обзора, трех содержательных глав, заключения, двух приложений, списка литературы из 103 наименований.

Работа изложена на 132 страницах машинописного текста, включая 35 рисунков и графиков.

Все изложенные в диссертации результаты получены автором лично или при определяющем вкладе с его стороны.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обоснована актуальность темы, сформулированы цель и задачи работы, новизна полученных результатов и их практическая значимость.

Глава 1 В первой главе диссертации представлен литературный обзор, посвященный исследованиям автоколебательной неустойчивости излучения в проточных газовых лазерах. Рассмотрены теоретические модели возникновения неустойчивости генерации в движущихся активных средах лазеров. Обсуждаются физические механизмы возникновения различных типов автоколебаний в БПЛ с однокомпонентной активной средой. Приведены основные характеристики автоколебательных режимов генерации и условий их возбуждения в различных резонаторных системах. Дан обзор экспериментальных работ по исследованию автоколебаний в проточных молекулярных лазерах.

Глава 2 Во второй главе исследуется механизм релаксационных колебаний в неустойчивом резонаторе (НР) с поперечным протоком двухкомпонентной активной среды, качественно моделирующей рабочую смесь CO2 N 2 лазера. Анализируется роль обменных процессов в механизме релаксационной неустойчивости.

В п.2.1 дано описание физической модели лазера с поперечным протоком активной среды через НР и приводятся основные уравнения. В расчетах использовалась одномерная геометрооптическая модель НР с цилиндрическими зеркалами.

Полагалось, что все величины зависят от координаты x вдоль потока (рис.1). Значение x = 0 соответствует оптической оси резонатора. Принималось, что диссипативные потери в резонаторе отсутствуют, а потери на расширение пучка (увеличение) = ln M / 2 L равномерно распределены по длине резонатора L ( M - коэффициент увеличения на двойной проход).

Для активной среды использовалась упрощенная модель, в которой в каждой из компонент рассматривается по одному возбужденному Рис.1. Неустойчивый резонатор с Направление потока показано стрелками.

Здесь Gi = ni / - приведенные населенности уровней (i = 2,3), где - оптическое сечение лазерного перехода, ni - населенности уровней. Индекс i = 2 относится к лазерно-активной компоненте смеси, индекс i = 3 – к “энергонесущей” компоненте, W = I f, где I - интенсивность поля по числу квантов, f = h / u - время пролета среды до оптической оси резонатора ( h – апертура резонатора, u – скорость потока); ik, i - нормированные на f 1 константы скоростей обмена и релаксации c = 2 L / c f ln M - нормированное время затухания поля в НР. Переменные t и x нормированы на f и h соответственно. Стационарные решения (1) - (3) дают распределения G2 s (x ), G3s (x ) и Ws (x ) в непрерывном режиме генерации.

Исследование устойчивости стационарных решений проводилось на основе линеаризованных уравнений для малых возмущений g 2 (x, t ), g3 (x, t ) и w(x, t ), причем возмущение поля нормировалось на Ws (x ). Путем подстановки g 2 (x, t ) = g 2 (x )et, g3 (x, t ) = g3 ( x )et и w( x, t ) = w et находятся уравнения для комплексных амплитуд g 2 ( x ), g3 ( x ) и w ( x ) с комплексным инкрементом = + i (чертой сверху обозначаются комплексные величины):

где Ps = G2 sWs - стационарная генерируемая мощность.

В п.2.2 обсуждается выбор граничных условий при решении систем уравнений. На входе потока в резонатор (x = 1) значение G2s (1) выбиралось в пределах от до 4, при этом предполагалось наличие равновесия населенностей компонент G3s (1) = 23 G2 s (1). На оси НР из (6) находим На входе в резонатор граничное условие имеет вид В разделе 2.3 рассматривается специальный выбор параметров смеси, который позволяет упростить интерпретацию результатов расчетов. Происходящий в смеси обмен энергией возбуждения между компонентами заметно изменяет стационарные профили G2 s (x ) и G3s (x ), которые существенно влияют на возбуждение релаксационных колебаний (РК). Чтобы исключить влияние стационарных профилей и исследовать действие механизма обмена возмущениями нами в ряде расчетов производился специальный выбор параметров двухкомпонентной среды, при которых изменение скоростей обмена не оказывает влияния на стационарные профили.

В такой искусственно “согласованной” смеси соотношение стационарных населенностей компонент при всех значениях x соответствует равновесному G3s (x ) / G2 s (x ) = 23 / 32. При этом происходит “зануление” стационарного потока энергии возбуждения J s = 23G2 s 32G3s и стационарные уравнения для населенностей оказываются “развязанными”. В то же время обменный поток возмущениями J = 23 g 2 32 g3 не обращается в ноль. В рамках нашей модели эти условия могут быть выполнены при специальном выборе профиля накачки второй компоненты в виде В п.2.4 излагается аналитическая модель релаксационных колебаний в двухкомпонентных средах. Если стационарные профили Ws (x ) и G2 s (x ) медленно изменяются на масштабе пространственного периода автоколебаний = 2 /, то, как и для однокомпонентной среды, удается получить приближенные аналитические соотношения, описывающие квазиоднородные частные решения g 2e (x ) и g3e (x ) уравнений (4), (5). В типичных системах молекулярных БПЛ ( CO2 : N 2, CO лазеры) время затухания поля в НР c намного меньше других характерных времен ( c 0, рис 2б) фазы колебаний компонент сближаются, при этом 2 (0) уменьшается ниже уровня / 2.

Рассчитанные зависимости инкремента и частоты релаксационных колебаний в смесях различного состава от скорости обмена между компонентами активной среды показаны на рис.3. Можно выделить 3 области скоростей обмена, соответствующие слабому ( 23 > 0 ) обмену. Качественные особенности поведения системы в указанных областях связаны с изменением соотношения прямого J 23 = 23 g 2 и обратного J 32 = 32 g3 потоков возмущений J 32 / J 23 = 32 / ( + 32 ). В области слабого обмена можно пренебречь влиянием обратного потока возмущений. Действие прямого потока вызывает падение инкремента (см (16)). В средней области неполного обмена возрастающий обратный поток возмущений начинает компенсировать действие прямого потока. Уменьшение инкремента прекращается и далее происходит его рост. В диапазоне скоростей обмена, соответствующих максимальному затуханию РК, наблюдается достаточно лаксационных колебаний в смесях 1 : 10 (1, 4), 1 : 3 (2, 5), 1 : 1 (3, 6) при разных скоростях обмесмесях носит достаточно общий на. Точки - расчет по аналитической модели. Усхарактер и остается справедливым ловия расчета: “согласованная” смесь, 2 = 2, по мере увеличения ik прямой и обратный потоки выравниваются по величине и становятся синфазными. Предельная величина результирующего потока J = J 23 J 32 составляет J ( x) = 3 (Ps w + Ws g 2 ), где Ws = Ws + 2 3. Порог неустойчивости раньше достигается для более “богатых” смесей. Результаты расчетов для несогласованных смесей качественно не отличаются от приведенных на рис.3. Это говорит о том, что основной механизм затухания РК в смесях связан с обменом возмущениями между компонентами, в то время как изменение стационарных профилей играет меньшую роль.

Таким образом, результаты расчетов показывают, что процессы обмена возмущениями вызывают эффективное подавление релаксационных колебаний. Последние могут возбуждаться только при очень высоких скоростях обмена ( ik >> 0 ). В типичных условиях CO2 : N 2 БПЛ порог возбуждения РК соответствует давлениям смеси выше 100 Тор. Следует ожидать, что взаимодействие РК с другими типами автоколебаний при определенных условиях может приводить к снижению порога неустойчивости.

Глава 3 В данной главе исследуется другой тип неустойчивости генерации в БПЛ с НР, связанный с возбуждением пролетных колебаний (ПК).

В п.3.1 излагается используемый в работе подход к описанию пролетных колебаний. Расчеты проводились на основе тех же исходных уравнений и уравнений для возмущений, как и в главе 2. На оси НР вместо (7) ставилось нулевое граничное условие для возмущения активной компоненты g 2 (1) = 0, соответствующее квазистационарной модели резонатора. (Для удобства расчетов ПК здесь изменено направление оси x. Значение x = 0 соответствует входу потока в резонатор, а x = 1 оптической оси резонатора.) Как и в п.2.4, в аналитической модели ПК решение системы уравнений для возмущений записывается в виде g 2 (x ) = g 2e (x ) + g 2u (x ), g3 (x ) = g3e ( x ) + g3u ( x ), где g 2e ( x ), g3e ( x ) даются (10, 11). В отличие от РК осциллирующие решения g 2u (x ), g3u (x ), описывающие волны краевых возмущений (ВКВ), играют важную роль в механизме ПК. В предположении слабой неоднородности стационарного поля Ws (x ) функции g 2u (x ) и g3u (x ) на малых интервалах x = xk +1 xk аппроксимировались “локальными” решениями однородной системы уравнений с постоянными коэффициентами p1( x ), p2 ( x ) известным образом выражаются через коэффициенты системы уравнеv ний. В (19) вектор возмущений смеси gu (x ) представлен в виде суперпозиции “мод возмущений смеси”, соответствующих собственным векторам матрицы коэффициентов однородной системы уравнений на малом интервале x с собственными значениями 1(xk ), 2 (xk ). “Сшивание” локальных решений производится путем матричного преобразования, учитывающего перемешивание мод в неоднородном поле Ws ( x ). Детали расчета вынесены в Приложение 2.

Показано, что в нашем случае p1 (x ) > 0 и p2 (x ) < 0 - действительные функции.

Таким образом, в первой моде с = 1 осцилляции возмущений компонент происходят синфазно, а во второй моде с = 2 - в противофазе.

В п.3.2 приведены аналитические соотношения, описывающие пространственную структуру мод возмущений и их частоты и инкременты. Показано, что в предельном случае слабого обмена ( ik > 1 описывает среду с преимущественным возмущением неактивной компоненты (g3u >> g 2u ), а противофазная мода, для которой p2 0 - активной компоненты (g3u > Ws (скорость колебательного обмена значительно превосходит скорость индуцированных переходов) пролетные автоколебания связаны с возбуждением синфазной моды краевых возмущений. Обменные процессы в смеси не оказывают влияния на затухание синфазных ВКВ. В то же время они приводят к гашению противофазных колебаний, увеличивая их коэффициент затухания на величину = 23 + 32. Комплексная амплитуда волны краевого возмущения активной компоненты на оси НР g 2u (1) = g 21) (1) + g 22 ) (1), определяющая величину инкремента ПК, зависит как от коэфu u фициентов затухания возмущений в среде, так и от начальных амплитуд g 2u) (0), g 2u) (0 ) синфазной и противофазной мод, которые определяются граничными условиями на входе потока в резонатор g 2 (0) = 0, g3 (0) = 0. Их величины удобно характеризовать коэффициентами, которые определяются граничными условиями на входе потока в резонатор g 2 (0) = 0, g3 (0) = 0.

Полученное общее выражение для комплексного инкремента пролетных автоколебаний упрощается в случае быстрого обмена >> Ws, >> 1, ( - характерный масштаб неоднородности системы). В этом случае можно пренебречь эффектами перемешивания мод, имеющими порядок Ws. Тогда получаем где = 2 2 + 3 3 - эффективная константа релаксации смеси.

Дальнейшее упрощение получим, пренебрегая малыми членами порядка. Выражение для действительного инкремента записывается в виде:

где - инкремент в предельном случае бесконечно быстрого обмена. Как видно из (22), величина инкремента зависит от частоты моды. Для мод высокого порядка с >> достигается минимальное значение инкремента = + ln 2. Выражение (23) согласуется с ранее известным соотношением, приведенным в главе 1. В этом предельном случае двухкомпонентная среда оказывается подобной однокомпонентной и описывается одним уравнением с эффективными значениями величин q = 2 (q2 + q3 ), =, Ws = 2Ws. Неустойчивость возникает при 32 > 32, где Отметим, что использованный подход, основанный на разложении краевого возмущения среды по модам смеси, может быть обобщен на случай многокомпонентных сред с несколькими активными компонентами.

В п.3.3 представлены результаты численного моделирования мод возмущений ПК и анализируются особенности механизма возбуждения пролетных колебаний в двухкомпонентных смесях. На рисунке 4 показана пространственная структура мод возмущений ПК в двухкомпонентной смеси. Анализ кривых на рис.4 показывает, что за исключением узкой области вблизи x = 0 они соответствуют синфазной моде краевого возмущения. Сдвиг максимумов кривых на рис.4 обусловлен разностью фаз колебаний = 2e (x ) 3e (x ).

На рис.5 показано изменение начальных амплитуд и фаз мод краевых возмущений активной компоненты на входе потока в резонатор в зависимости от 32.

Видно, что при малых скоростях обмена доминирует противофазная мода. Однако с увеличением скорости обмена ее амплитуда падает, и в области 32 > основной вклад в возмущение вносит синфазная мода. При 32 >> амплитуда синфазной моды g 2u) близка к амплитуде g 2e, а их фазы отличаются на. Поэтому синфазная мода практически полностью обеспечивает выполнение входного граничного условия. Для данных рис.4 ( 32 = 20) противофазная мода на входе в резонатор имеет преимущество, однако она быстро затухает на длине x 102.

Рис.5. Начальные амплитуды возмущений сину “бедных” смесей ( 2 < 3 ). В расфазного и противофазного типов для пролетной моды порядка m = 5 g 2u (1) и g 2u) (3) и 3 = 22 ) 2e (4) на входе в резонатор при разных скоростях обмена. чае РК характерным для смесей является наличие достаточно широкой области скоростей обмена Ws < 32 <, в которой передача возмущений от активной компоненты ко второй компоненте приводит к сильному затуханию ПК. В краевого возмущения на оси НР.

Минимальные значения инкремента имеют место в промежуточной области скоростей обмена, при которых противофазная мода краевых возмущений уже сильно затухает, а синфазная мода на входе в резонатор еще слабо возбуждается. В отличие от РК (рис.3) минимумы инкрементов ПК в разных смесях дос- Рис.6. Инкременты мод пролетных колебаний тигаются при почти одинаковой веи в смесях 1:1, 1:3 (4, 5) в отсутствие согласоличине 32 /, которая определяет вания. Точки - расчет по аналитической модели.

начальную амплитуду синфазной моды возмущения. Неустойчивость возникает при скоростях обмена 32, когда определяющим становится вклад в возмущение синфазной моды. В смесях CO2 : N это соответствует парциальному давлению CO2 порядка нескольких Тор.

В заключении главы 3 приводятся результаты расчетов влияния релаксационного резонанса на характеристики пролетных колебаний. Показано, что для пролетных мод высокого порядка, частоты которых оказываются близкими к релаксационной частоте, имеет место значительное увеличение инкрементов.

В Главе 4 на примере проточного лазера с оптической системой генератормногопучковый усилитель показано, что при движении активной среды в пространственно-периодическом поле может происходить нарастание автоколебательных возмущений в потоке, приводящее к неустойчивости стационарной генерации.

В п.4.1 приведена оптическая схема лазера и дано описание расчетной модели. Излучение из генератора, в котором используется неустойчивый резонатор (рис.7), направляется в усилительную кювету и при многократных отражениях от поворотных зеркал образует в ней ряд эквидистантно расположенных пучков.

Прошедшая через кювету активная среда попадает в НР и создает обратную связь между генератором и усилителем. Возбуждение среды (накачка) производится во всех частях системы, включая промежуточную зону между генератором и усилителем. Для резонатора используется та же одномерная геометрооптичекая модель, как и в предыдущих главах. Распределение поля в усилителе рассчитывается в квазистационарном приближении с помощью уравнения Ламберта – Бера с учетом потерь на зеркалах. При этом пренебрегается световой задержкой пучков в усилителе активной среды. M 1, M 2 - зеркала неустойчивосреды в модели кюветы с резкими го резонатора, M 3, M 4 - зеркала передающего тракта. Направление движения среды показано где (x ) = + 2 + Ws (x ). В (25) возмущение представлено в виде суперпозиции парциальных ВКВ пролетного типа, возникающих в движущейся среде на входных и выходных краях пучков и распространяющихся вместе со средой. Эти волны формируют суммарную волну gu (x), к которой внутри пучков добавляется квазиоднородное возмущение ge (x ). Начальные комплексные амплитуды ВКВ равны, соответственно, ge (xk ) и ge (xk ). В системе из одинаковых эквидистантных пучков возмущение на выходе k -го пучка g (xk ) дается соотношением Близкие по интенсивности пучки могут быть реализованы в усилительной кювете с возвратным ходом луча.

где величины K D = ( + )D + Ws dx и K b = ( + )d1 + Ws dx характеризуют затухание возмущений на периоде D и ширине пучка d1. Волны возмущений становятся сфазированными и усиливаются при выполнении “резонансных” условий для частоты автоколебаний и соотношения геометрических размеров d1 и d 2. Эти условия имеют вид Далее рассматриваются низшие резонансные моды возмущений с m = 1 и m = 0, для которых резонансная частота 0 = 2 / D. В случае N полностью сфазированных пучков симметричного профиля возмущение на выходе последнего пучка равно При малой величине затухания возмущений на периоде D (K D ) > 0, где 0 релаксационная частота), что в типичных условиях CO2 : N 2 лазера соответствует давлениям смеси выше 100 Тор. Механизм подавления связан с дополнительным сдвигом фаз между колебаниями поля и усиления, возникающим в приосевой области резонатора вследствие передачи колебательного возмущения от активной компоненты к неактивной.

3. Найдено, что при высоких скоростях обмена ( 23 0 ) частота релаксационных колебаний R зависит от состава смеси согласно соотношению R = 0 2, где 2 - молярная доля активной компоненты в смеси.

4. Дано количественное объяснение механизма пролетных автоколебаний в неустойчивом резонаторе проточного лазера с двухкомпонентной активной средой.

Показано, что неустойчивость возникает за счет возбуждения на входе потока в резонатор волны краевого возмущения с синфазными колебаниями населенностей компонент, которая обладает малым затуханием и достигает оптической оси резонатора.

5. Обнаружено явление резонансного усиления автоколебательных возмущений при движении активной среды через периодическую структуру поля в лазерной системе генератор – многопучковая усилительная кювета. Дано теоретическое объяснение данного явления как результата интерференции сфазированных волн возмущений, возникающих на краях пучков. Показана возможность переключения режимов генерации при изменении параметров системы.

СПИСОК РАБОТ, ОПУБЛИКОВАННЫХ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Ануфриева А.А., Кузьминский Л.С., Одинцов А.И., Федосеев А.И. Автоколебания мощности генерации быстропроточного лазера в неустойчивом резонаторе и в системе неустойчивый резонатор - многоходовая усилительная кювета.

//Препринт физического факультета МГУ №13/2006, М., ООП физического факультета МГУ, 2006, 50 с.

2. Ануфриева А.А., Кузьминский Л.С., Федосеев А.И. Автомодуляционные режимы генерации в быстропроточном СО2 лазере. //Вестник Московского университета. Сер.3 - физика, астрономия, 2007, т.48, №2, с.66-68.

3. Кузьминский Л.С., Лужинская Ю.В., Одинцов А.И., Федосеев А.И. Автоколебательная неустойчивость в лазерах с движущейся двухкомпонентной активной средой. //В сб. тезисов докладов научной конференции «Ломоносовские чтения», М., МГУ, 2008, с.27-30.

4. Кузьминский Л.С., Лужинская Ю.В., Одинцов А.И., Федосеев А.И.. Механизм подавления релаксационных колебаний в быстропроточном лазере на смеси газов. //Вестник Московского университета, Сер.3 - физика, астрономия, 2008, №6, c.15-19.

5. Kouzminsky L.S., Odintsov A.I. and Fedoseev A.I. Self-pulsing instabilities in fast-flow gas lasers. //XVII Int. Symp. on Gas Flow and Chemical lasers & High Power lasers 2008, Book of extended abstracts, p.AP-5.

6. Кузьминский Л.С., Одинцов А.И., Саркаров Н.Э., Федосеев А.И. Особенности возбуждения пролетных автоколебаний в двухкомпонентной активной среде быстропроточного газового лазера. //Вестник Московского университета, Сер.3 физика, астрономия, 2009, №2, с.44-48.

7. Кузьминский Л.С., Одинцов А.И., Саркаров Н.Э., Федосеев А.И. Автоколебательная неустойчивость в лазерных системах с движением активной среды в пространственно-периодическом поле. //Оптический журнал 2009, т.76, №6, с.24- 30.