ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Неидеальные излучатели с плоскими и сферическими эквифазными поверхностями из "Оптические резонаторы и лазерные пучки " Таким образом, при заданной мощности идеального излучателя его осевая сила света прямо пропорциональна площади выходного сечения и не зависит от формы этого сечения. [c.45] Для излучателей, обладающих одинаковыми мощностью и формой выходного сечения, но различными поперечными размерами, пропорцио-щльность F(0, 0) площади тривиальна и прямо вытекает из уже отмечавшегося уменьшения расходимости с возрастанием поперечных размеров. Что же касается формы излучателя, то, хотя ее количественные характеристики в (1.31) и не фигурируют, именно это соотношение позволшю автору предложить в [15] критерий ее оценки исходя из тех требований, которые предъявляются к излучателю при его сочетании с внешней системой формирования излучения. [c.45] Графики распределений для двух таких излучателей, ширина кольца а(1 — б) одного из которых вдвое превышает ширину кольца другого, приведены на том же рис. 1.15 (кривая //, е = 0,6, и кривая ///, е = 0,8). Для удобства сопоставления все кривые изображены в одном масштабе. Мощности всех трех излучателей одинаковы в качестве единичной принята осевая сила света первого (круглого) излучателя. [c.47] Интересно следующее для этих трех излучателей угловая расходимость, измеренная по уровню 0,5 интенсивности, составляет 1,03Х/(2а), 0,87Х/(2д) и 0,79 X/(2j) соответственно по уровню 0,5 энергии 1,06Х/(2д), 2,9Х/(2д) и 5,25Х/(2д) (в работе [97] показано, что эта величина при произвольном е примерно равна X/ 2а (1 е)]). Это лишний раз показывает, что нельзя выносить суждение об угловом распределении по единственному его характеризующему параметру. [c.48] Перейдем теперь к рассмотрению конкретных видов неидеальных излучателей. Наиболее похожи на идеальные те, у которых неравномерно только распределение интенсивности в ближней зоне (рядом с излучателем), фаза же постоянна — волновой фронт является плоским и перпендикулярен оси Z. Для них w(xi, i) = exp(zVo) Л Хх, ух) = onst, А — уже не комплексная, а вещественная неотрицательная функция координат. [c.50] С помощью (1.29) нетрудно убедиться в том, что в данном случае, как и для идеальных излучателей, максимум распределения интенсивности в дальней зоне приходился на осевое направление. Аберрационный фактор здесь равен 7 = (4) /4 1 и приобретает смысл доли площади сечения, эффективно заполненной излучением. Если сечение, по которому производится усреднение при расчете 7, имеет круглую форму, то этот параметр становится полностью аналогичным введенному для идеальных излучателей параметру 7о. В частности, при условии замены 7о на 7 сохраняет свою справедливость формула (1.32) для осевой силы света после внешней системы формирования. [c.50] Из этих примеров со всей очевидностью следует, что неравномерность распределения амплитуды поля сравнительно слабо сказывается на осевой силе света (а следовательно, и на расходимости излучения). [c.50] При одновременном изменении знаков р и о величина правой части этой формулы сохраняется (интеграл становится комплексно сопряженным по отношению к первоначальному значению, квадрат его модуля остается прежним). Это означает, что волны с вогнутым и выпуклым фронтами одинаковой по абсолютному значению кривизны при совпадающих распределениях действительной амплитуды имеют тождественные картины распределений в дальней зоне, развернутые относительно друг друга на 180°. Эту ситуацию поясняет рис. 1.16. [c.51] Более подробное рассмотрение ([16], 5.3) действительно показывает, что если две следующие в разные стороны волны комплексно сопряжены в какой-то одной плоскости, то их волновые фронты и формы распределений амплитуды полностью совпадают во всем пустом пространстве. Поэтому неудивительно и отмеченное выше свойство угловых распределений излучения таких волн они находятся между собою в том же соответствии, что и картины распределений на расположенных далеко слева и справа сечениях одного из пучков, изображенных на рис. 1.16. [c.51] Таким образом, форма углового распределения здесь повторяет форму распределения интенсивности по сечению пучка. Угловые координаты равны линейным, деленным на р это есть не что иное, как углы наклонов соответствующих лучей, перпендикулярных волновому фронту. Ширина углового распределения попросту равна углу между крайними лз чами. Отметим, что при р О ситуация напоминает ту, с которой мы сталкивались в самом начале обсуждения формул (L28), (1.29) п) ок как бы является дальней зоной расположенного до отсчетной плоскости на расстоянии рот нее источника малых размеров. [c.52] Расходимость в данном случае носит, очевидно, чисто геометрический характер. Обозначив ее через г, имеем aj, = Ь/ pi, где Ь — эффективная ширина источника. [c.52] В предельном случае очень больших р фронт, по существу, является плоским г = О, и расходимость целиком определяется дифракцко шы-ми эффектами, составляя примерно д = /Ь. [c.52] В самой перетяжке а,, = О (фронт является плоским) и присутствует только дифракщюнная компонента расходимости, целиком определяемая шириной пучка. Поэтому для пучка с произвольными w, р угловой параметр гауссова распределения в дальней зоне для дифракционной компоненты составляет Х/(ян ) очевидно, у геометрической компоненты аналогичный параметр равен w/ р . [c.53] Вернуться к основной статье