ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Дифракционные возмущения в ближней зоне и их подавление с помощью аподизации из "Лазеры на неодимовом стекле " Рассмотрим вначале свойства коллимированного гауссова пучка (/ =оо). Этот пучок при распространении не меняет своей формы, изменяется только его радиус и кривизна волнового фронта. Радиус пучка минимален (а=ао) в перетяжке, где г =оо, т. е. волновой фронт плоский. Минимальное значение г г) можно найти, продифференцировав уравнение (4.11) по г и приравняв производную к нулю. Получим гф, 1п =2йа при г=г ка о. На длине г , называемой дифракционной, диаметр пучка возрастает в К2 раз. [c.147] При определении угловой расходимости пользуются обычно одним из двух методов. В первом ее определяют по некоторому уровню интенсивности в дальней зоне, т. е. считается, что расходимость равна углу, где интенсивность составляет заданную величину от максимальной, обычно 0,5. Для практических целей удобно пользоваться понятием энергетической угловой расходимости, обозначающей плоский угол 0 для осесимметричного случая или телесный угол для неосесимметричного, внутри которого содержится k-я доля энергии пучка. Чаще всего речь идет либо о половине энергии (00,6. 2о,б), либо о 0,8 всей энергии (0о,8. о,в)- Заметим, что для пучка круглого сечения с равномерным распределением интенсивности и фазы излучателей величина 0о,я близка к 0д (см. формулу (4.19)). Для гауссова пучка 0 ,8 2,6 /2а. [c.148] Реализованные сегодня в лазерах на иеодимовом стекле максимальные значения яркости излучения достигают, величины 10 —10 Вт/(см -ср). [c.149] При отклонении угловой расходимости от дифракционной яркость пучка достаточно быстро уменьшается. Это уменьшение удобно характеризовать так называемым коэффициентом Штреля [12], равным отношению максимальной интенсивности в дальней зоне к максимальной интенсивности при дифракционной расходимости излучения. [c.149] Структура дальней зоны излучения пучков с другим профилем интенсивности в ближней зоне тф2 и оо) рассчитывается обычно с помощью численного интегрирования преобразования Фурье (см., например, [141) или параболического уравнения 115]. На рис. 4.6 и 4.7 приведены некоторые характеристики дальнего поля гнпергауссовых пучков. В общем-то очевидный вывод, который южно сделать из этих рисунков, состоит в том, что для реализации максимальной яркости излучения распределение интенсивности должно быть как можно ближе к прямоугольному. [c.149] Некоторое подавление дифракционных выбросов может быть получено при использовании (Армирующих диафрагм некруглого сечения, например имеющих вид многоугольника. При дифракции излучения на такой диафрагме на пери( рии пучка образуется ря ярких точек, соответствующих волнам, дифрагированным на сторонах многоугольника, а интенсивност возмущений в центре будет мала (ос где — число сторон многоугольника). [c.152] Частным случаем многоугольника является прямоугольная диа( рагма, применяемая для ( юрмирования пространственной структу ры излучения в прямоугольных активных элементах. Для такой диафрагмы дифракция приведет к образованию четырех ярких точек по углам диафрагмы с интенсивностью выбросов /д//ц =1,88 (при равномерной засветке). Интенсивность дифракционных максимумов в центре пучка будет мала (порядка Л/ф ) вследствие отсутствия ( юкусировкп дифракционных волн [16]. Для пучков круглой ( юрмы применяется зубчатая диафрагма. [c.152] Наиболее радикальным методом устранения дифракционных возмущений является аподизация излучения, т. е. применениег в световых пучках диафрагм с плавным распределением пропускания по поперечному сечению. Для того чтобы это не приводило к сильному уменьшению яркости излучения и э( )фективности съема энергни с активной среды, необходимо оптимизировать профиль пучка (его коэ( )фициепт заполнения у а) на основе компромисса между минимизацией дифракционных выбросов и реализацией возможно большего коэ( )фициента заполнения. [c.152] Элементную оценку степени аподизации =Аа/а а — радиус формирующий пучок диафрагмы, Аа — размер зоны перехода от максимальной интенсивности к минимальной) можно получить из условия размывания границ зон Френеля, когда на размере Да число Френеля менялось бы на величину порядка единицы [13], т. е. [c.152] Из этой формулы следует, что степень аподизации обратно пропорциональна числу Френеля, т. е. чем длиннее усилительная система при фиксированном значении а, тем более гладкие пучки необходимо. использовать. В пределе мы переходим к гауссовым пучкам, которые распространяются без изменения своей ( рмы. [c.153] Степень аподизации однозначно определяется для апертур с ку-сочно-разрывной функцией пропускания, изменяющейся от единицы до своего мини.мального значения на краю. Она может быть определена и для квазинепрерывных функций типа (4.10), но будет зависеть от определения уровня максимального пропускания. Зависимость степени аподизации от показателя гипергауссова распределения вида (4.10) приведена на рис. 4.8 для двух уровней максимального пропускания. [c.153] Вернуться к основной статье