Моды излучения

Технологические возможности лазера прежде всего определяются предельной плотностью энергии в фокальном пятне. Воспользовавшись соотношением (2.43) для типичных параметров СОг-лазеров с диффузионным охлаждением Р 1 кВт, ft 4 см, получим предельную величину S 10 ... 10 Вт/см". Реальная расходимость [(1...5)-10 1 этих лазеров, как правило в 5.,.10 раз больше дифракционной [(0,5...1) 10 ] и поэтому обычно S 10 ...10 Bт/ м Причиной столь высокой расходимости является большое число оптических элементов и большие размеры диффузионных лазеров, а также генерация высоких поперечных мод излучения. Реальные значения введенного в гл. 2 коэффициента Вт составят [c.128]

При интенсивной накачке излучение заполняет почти все доступное ему сечение активной среды за счет возбуждения мод весьма высокого порядка, у которых каустики хотя и подходят вплотную к границам этого сечения, однако потери еще сравнительно невелики. При этом низшие моды, излучение которых захватывает сравнительно небольшой объем среды, практически полностью вытесняются из генерации. Приведем наглядное тому объяснение, данное автором в [16]. [c.185]

Моды излучения. В стационарном режиме излучения лазера в его оптическом резонаторе, по определению стационарности, должны образоваться стоячие волны. В самом общем виде стоячая волна может быть представлена как суперпозиция элементарных стоячих волн, называемых модами колебаний. Излучение лазера, соответствующее этим модам колебаний, называют модами излучения лазера. [c.315]

Вынужденное излучение обладает замечательными свойствами, на что впервые обратил внимание П. Дирак в 1927 г., применив квантовую механику к полю излучения В каждом акте вынужденного испускания происходит увеличение на единицу числа фотонов в той моде излучения, под действием которой произошел переход. Все фотоны одной моды тождественны. Это значит, что новый фотон неотличим от фотонов, вызывающих его испускание. Частота, фаза, направление распространения и поляризация волн, испущенных при вынужденных переходах, точно такие же, как у излучения, вызвавшего переходы. [c.441]

Таким образом, интенсивность излучения в моду суммарной частоты пропорциональна произведению интенсивностей в модах излучения накачки этот вывод находится в согласии с результатом классических расчетов (ср. ч. I, пп. 3.21 и 3.31). Если не исходить с самого начала из допущения о совершенной когерентности полей падающего излучения, то четырехкратное произведение напряженностей полей в уравнении (3.14-11) следует заменить корреляционной функцией (ср. разд. 1.33). Отсюда следует, что генерация излучения на суммарной частоте в значительной мере зависит от свойств когерентности входного излучения. (Влияние свойств когерентности на преобразование излучения будет исследовано более детально в разд. 3.32 на примере параметрических процессов, причем будут рассчитаны аналогичные корреляторы.) [c.341]

Рассмотрим взаимодействие света с системой двухуровневых атомов. Будем считать, что между состояниями 1> и 2> возможен дипольный переход. Пусть далее разность энергий соответствует энергии фотонов входной моды излучения Яш. Тогда оператор взаимодействия системы в дипольном приближении и в приближении вращающейся волны (см. разд. 2.22) имеет вид [c.461]

Телесный угол, соответствующий одной поперечной моде излучения абсолютного черного тела с длиной волны I, дается выражением Х /А, где А — площадь того участка тела, который [c.172]

Чтобы получить общее представление о возможных характеристиках преобразователя изображений, мы воспользуемся выражением для числа мод излучения (абсолютно черного тела), которые могут быть эффективно преобразованы вверх по частоте, при условии что в преобразователе частоты используется наиболее выгодная геометрия. Мы находим, что это выражение приблизительно совпадает с тем, которое было уже выписано раньше [уравнения (6.19) и (6.28)], и имеет следующий вид [c.185]

Для поверхностных мод при г—>- оо (г)—>-0, для мод излучения при г—>- оо 1 (г) < С[17 С — постоянная. [c.24]

Выражения (16.2.7) и (16.2.8) справедливы при однородном освещении передающей апертуры. Другой случай, в котором обусловленное дифракцией распределение мощности в дальней зоне можно легко вычислить, имеет место, когда плотность мощности в ближней зоне принимает гауссовое распределение, как показано на рис. 16.4. Можно показать, что дифракционно-ограниченный пучок в дальней зоне сохраняет гауссов профиль (см., например, 4.6.4 в 116.31). На практике это важно, так как согласно теории основная поперечная мода излучения лазера с цилиндрическим резонатором дает именно такое распределение выходной мощности, и это наблюдается в действительности. [c.401]

Хотя до сих пор мы пренебрегали спонтанным излучением, следует иметь в виду, что именно спонтанное излучение создает начальное поле излучения, которое затем усиливается в среде с положительным коэффициентом усиления. Это усиленное спонтанное излучение может приводить к всплескам интенсивности излучения, если произведение а(у) на характерный размер объема среды достаточно велико. Однако такой источник излучения хотя и обладал бы большой мощностью, все же был бы некогерентным и отличался бы от лазера очень большим числом возможных мод излучения. [c.168]

ЧИСЛО мод излучения, для которых коэффициент усиления является достаточно большим. В большинстве случаев это достигается приданием активной среде нужной геометрии (значительно вытянутой в направлении распространения излучения) и размещением ее внутри соответствующего резонатора. Один из наиболее простых типов резонаторов — резонатор Фабри — Перо, который, в частности, применялся в первом лазере [19,20], состоит из двух плоских зеркал, параллельных друг другу и перпендикулярных оси системы (т. е. желаемому направлению распространения выходящего излучения). [c.169]

Если принять во внимание то, что выражение 8nv / представляет собой плотность мод излучения в единичном интервале частот, то из соотнощения (5.48) следует, что плотность энергии насыщения соответствует такой ситуации, когда в каждой моде имеется один фотон (выражение 8nv / учитывает две возможные поляризации излучения). Зависимость интенсивности излучения от скорости накачки представлена на рис. 5.8. Как следует из рисунка, при = 25 интенсивность когерентного лазерного излучения при генерации одной моды равна интенсивности спонтанного излучения во всех модах. [c.179]

Толщина активной (или рекомбинационной) зоны 1 очень мала, и в случае лазера на переходе в полупроводнике она обычно оказывается меньше поперечного размера моды излучения й (рис. 5.40). Поэтому сечение лазерного пучка частично захватывает поглощающие р- и и-зоны, прилегающие к активной области. Например, в ОаАз-лазере (X 0,84 мкм) / 1 мкм, ас 2—5 мкм. [c.224]

Рис. 5.40. Схематическое изображение активной зоны лазера на р —л-пере-ходе, имеющем несколько повышенное значение показателя преломления, и конфигурации моды излучения.

Высокая монохроматичность лазерного излучения обусловлена еще и тем, что при выборе специального режима генератора из возможных мод отбираются те, которым соответствуют весьма малые числа /п . В результате ширина спектральных линий для оптических квантовых генераторов становится значительно меньше, чем ширина спектральной линии люминесценции . [c.387]

У ряда П. профиль усреднённого импульса резко меняется, принимая на нек-рое время другую стабильную форму, затем также резко восстанавливает свою первонач. форму. Это явление наз. сменой моды излучения П. Длительность пребывания П. в той или иной моде обычно составляет от неск. минут до неск. часов. Иногда радиоизлучение П. резко пропадает, а затем скачком возвращается к нормальному значению. Интенсивность радиоизлучения П. при таком его замирании падает более чем в 100 раз. Характерная длительность замираний от iP (отсутствует лишь один импульс) до неск. десятков Р. [c.180]

Эксперименты подобного рода открывают возможность проследить в реальном времени физику процессов лазерно-индуцированных фазовых превращений в твердых телах. В КАРС-спектрохронографии были зарегистрированы [59] с пикосекундным временным разрешением спектры оптического фонона в кристаллическом кремнии при разных уровнях возбуждения (вплоть до плавления). Блок-схема экспериментальной установки представлена.нарис. 3.24. Источниками пи -косекундных импульсов с перестраиваемыми частотами oi и сог служили два лазера на растворах органического красителя, синхронно накачиваемые цугами импульсов второй гармоники YAG Nd + лазера с пассивной синхронизацией мод. Излучение с частотой oi служило и для возбуждения кристалла. [c.150]

Суммирование в выражении (1.124) производится по индексам мод излучения, которое для общности предполагается многомодовым. В случае одномодового излучения в сумме (1.124) остается всего один член и индексы, характеризующие моды, могут быть опущены. Векторная постоянная Kmnq определяется из условий нормировки поля и в общем случае может быть комплексной. Авторы специально не приводят здесь ее конкретного выражения через характеристику поля излучения и известные константы, поскольку в данной книге квантовый метод как рабочий не используется. Основы этого метода излагаются для показа единства и общности используемых в книге расчетных методов и возможности обобщения изложенного материала при решении более широкого класса новых задач с привлечением накопленного авторами опыта использования ЭВМ при расчете лазеров и лазерных систем. [c.35]

Вторая группа приборов основана на совместном применении многолучевых интерферометров и лазеров. В ней можно отметить два случая использования приборов. В первом случае лазер, цО существу, используется лишь как высокойитенсивный источник монохроматического света. Его излучение проходит через интерферометр, и мода излучения устанавливается в выбранной точке кривой пропускания интерферометра. При изменении показателя преломления среды, заключенной между зеркалами интерферометра, изменяется оптическая длина пути, и максимум пропускания сдвигается. Регистрируя изменение интенсивности света, пропущенного интерферометром, можно определить соответствующее значение показателя преломления. [c.174]

Первые эксперименты по получению вынужденного комбинационного рассеяния при возбуждении пикосекундными импульсами были выполнены Шапиро и сотр. [8.9], а также Бретом и Вебером [8.10]. Они использовали вторую гармонику излучения лазера на стекле с неодимом в режиме синхронизации мод. Излучение направлялось и фокусировалось в различных жидкостях, таких, как бензол, толуол, сероуглерод и нитробензол, а также жидких смесях. При этом в [8.10] было установлено, что коэффициент преобразования сильно уменьшается в том случае, когда ширина спектра лазерного импульса превышает ширину линии колебательного перехода вынужденного комбинационного рассеяния, что соответствует выполнению условий нестационарного режима. Укорочение стоксова импульса по сравнению с лазерным наблюдалось в более поздних работах несколькими авторами [8.32—8.36]. Вблизи порога на- [c.298]

Для упрощения расчета удобно считать Излучение заключенным в полости очень больших размере (мнб1 б большей длИйь когерентности а направлении оси 2 ). Грашцы полости можно счита гъ прозрачными. Электрическое поле в точке. 2 внутри полости в момент времени представляется в виде суммы нормальных мод излучения [c.203]

Динамическое равновесие осуществляется пофедством постоянного обмена квантами между полем излучения и материальными телами, в результате которого происходят переходы атомов между уровнями энергии и изменяется число квантов в поле излучения. Согласно принципу детального равновесия, обмен квантами должен уравновешиваться для каждой частоты в отдельности (точнее, для кажДой моды излучения). Поэтому [c.307]

Рис. 1.17. Микрорезонатор моды шепчущей галереи, имеющий форму стеклянной сферы. Слева показана такая сфера при внешнем освещении, в то время как фотографии в середине и справа представляют моды излучения в виде, соответственно, узкой либо широкой полосы вдоль экватора. Взято из работы M.L. Gorodetsky and V. S. Il henko, Opt. omm. 1994. V. 113. P. 133

Синхронизация мод. Излучение различных продольных мод лазера ТЕМ т/1(7 М0ДЫ С различными ИНД6КСЗМИ мод д) МОЖНО синхронизировать это означает, что могух быть установлены соотношения между фазами Ф(/) фурье-компонент напряженности электрического поля 1Е f) = 1(/) I ехр [ Ф (/) ] в виде [c.33]

Источниками пикосекундных импульсов (тр 30 пс) с перестраиваемыми частотами со, и со2 служили два лазера на растворе органического красителя, синхронно накачиваемые цугами импульсов второй гармоники лазера на Nd YAG с пассивной синхронизацией мод. Излучение с частотой oj одновременно служило для возбуждения поверхности кристалла. Сигнал АСКР на частоте сОд = 2 oi С02 при сканировании разности частот Ol — С02 в области комбинационного резонанса после пространственной и спектральной фильтраций регистрировался фотоумножителем, накопление данных и перестройка частоты осуществлялись микроЭВМ. Были получены спектры оптического фонона при нескольких значениях плотности энергии возбуждающего излучения W= от 0,3Wo до Wo, где [c.252]

При конструировании оптического разветвителя желательно достичь малых вносимых потерь, малой модовой зависимости конструкции, хорошей воспроизводимости параметров, простоты конструкции, малых размеров и массы. Конструкция разветвителя зависит от типа ВС, приемного угла, отношения радиуса сердцевины к толщине оболочки, возбуждаемого модового распределения на вводе ВС. По своей конструкции разветвители разделяют на две основные группы — биконические, в которых излучение передается через боковую поверхность, и торцевые, в которых излучение передается через торец [2, 8, 20]. В обеих группах передача излучения может осуществляться либо при непосредственном контакте ВС, либо через вспомогательные элементы — зеркала, линзы, смесители. В биконических разветвителях свет может быть извлечен через боковую поверхность при преобразовании направляемой моды в моду излучения или при связи со вторым ВС через исчезающее поле (рис. 5.16). Преобразование распространяющейся волны в моды излучения получают при изгибе ВС, при снятии оболочки или при коническом сужении сердцевины. Биконические разветвители легко изготовить, однако они обладают плохой воспроизводимостью параметров. Вносимые потери — 0,2—1 дБ [7, 20]. [c.104]

Здесь Z v)—импеданс цепи, зависящий от частоты V. Уравнение (3.73) напоминает выражение для плотности энергии черного тела, находящегося в равновесии со стенками. Оба уравнения получены при суммировании нормальных мод в рассматриваемой системе. В гл. 7, где говорится о черном теле, показано, как получается плотность мод или число Джинса для электромагнитного излучения в параллелепипеде. Для данного случая распространение тепловых флуктуаций может происходить только по линии, соединяющей два резистора. Уравнение (3.73) получено в предположении, что распределение энергии, как и для электромагнитного излучения, подчиняется статистике Бозе — Эйнщтейна. [c.113]

Со времени зарождения квантовой теории излучения черного тела вопрос о том, насколько хорощо уравнения Планка и Стефана — Больцмана описывают плотность энергии внутри реальных, конечных полостей, имеющих полуотражающие стенки, был предметом неоднократных обсуждений. Больщин-ство из них имели место в первые два десятилетия нащего века, однако вопрос закрыт полностью не был, и в последние годы интерес к этой и некоторым другим родственным проблемам возродился. Среди причин возрождения интереса к этому старейшему предмету современной физики можно назвать развитие квантовой оптики, теории частичной когерентности и ее применение к изучению статистических свойств излучения недостаточное понимание процессов теплообмена излучением между близкорасположенными телами при низких температурах и проблему эталонов далекого инфракрасного излучения, для которого длина волны не может считаться малой, а также ряд теоретических проблем, относящихся к статистической механике конечных систем. Хорошим введением к современному обзору в этой области являются работы [2, 3, 5]. Еще в 1911 г. Вейль показал, что требованием о том, чтобы полость являлась прямоугольным параллелепипедом, можно пренебречь при условии, что (У /с)- оо. Он показал также, что в пределе больших объемов или высоких температур число Джинса справедливо для полости любой формы. Позднее на основании результатов работы Вейля были получены асимптотические приближения, где Do(v) являлся просто первым членом ряда, полная сумма которого 0 ) представляла собой среднюю плотность мод. Современные вычисления величины 0 ) [2, 4] с использованием численных методов суммирования первых 10 стоячих волн в полостях простой формы показали, что прежние асим- [c.315]

В свете этих представлений высокая монохроматичность лазерного излучения остается непонятной. Однако если обратить внимание на роль резонатора при образовании системы стоячих волн, то этому можно найти объяснение. Согласно формуле (17,12), стоячие волны возникают только при т = - 1, 2, 3,. .. (типы колебаний, соответствующие разным значениям т, называются модами). Можно оценить порядок числа мод для конкретного случая, например при L 10 см, I 5000 А, как следует из формулы (17.12), т 10 Однако в резонаторе возникнут не все моды, а лишь не-дшогие 113 них, которые одновременно удовлетворяют и условию, связывающему частоту излучения с разностью энергетических уровней атома активной среды, с учетом ширины данных уровней. Несколько таких мод представляют собой очень узкие линии, частоты которых отстоят друг от друга на Av = /2L. [c.387]

Однако утверждение о высокой монохроматичности лазерногх) излучения нуждается в уточнении. Ниже будет показано (см. 1.6, 5.7), что в силу ряда причин линия любого излучателя будет уширена. Для газовых лазеров He—Ne, Аг" и др. это уширение обусловлено хаотическим тепловым движением атомов (эффект Доплера) и будет определяться длиной излучаемой волны, температурой газа и массой его атомов (см. 7.3). Но ггри исследовании излучения такого лазера (гриборами вьк окого разрешения (см. 5.7) можно показать, что вся излучаемая энергия сосредоточена в нескольких аномально узких линиях внутри контура усиления — продольных модах, соответствующих определенным типам колебаний (рис. 1.10,а). Физическая причина [c.35]

В из-чучении лазера сушествуют поперечные моды, существенно зависящие от условий юстировки резонатора. В этом легко убедиться, проецируя линзой излучение j[a3epa на удаленный экран и меняя юстировку зеркал. Поперечные моды могут быть уиич 1()Ж,( иы (или ослаблены) введением диафрагмы D, отсекающей дополнительные пути прохождения волны в резонаторе (рис 1.11). [c.36]

Теперь перейдем к описанию конкретного опыта. Неон-гелие-вый лазер Л, использованный для освещения интерферометра, генерирует излучение с /. === 6328А и в нем относительно просто обеспечивается выделение центральной моды ТЕМоо- [c.234]

Приводимые на рис. 5.61 интерферограммы лазерной линии 6328А иллюстрируют возможность использования интерферометра Фабри—Перо для исследования модового состава излучения лазера. Если газовый лазер генерирует на двух модах (рис. 5.61,6), то на интерферограмме видны четкие двойные кольца равного наклона. Измеряя радиусы этих колец, можно определить сдвиг частот между двумя генерируемыми модами. [c.250]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...