Импульса укорочение

Для изменения формы заданных импульсов может быть использовано любое нелинейное оптическое взаимодействие. В следующем разделе мы хотим обсудить этот метод, основываясь на ряде примеров, и описать при этом возможности укорочения импульсов. Укорочение частотно-неограниченных импульсов возможно при линейных дисперсионных процессах, что будет рассмотрено в п. 8.3.2. [c.299]

Армко-железо и алюминиевый сплав Д16 испытывались на растяжение со скоростями деформирования 2—2,5 мм/с, 5,8 и 75 м/с в диапазоне температур от —193 до 500°С [54, 55]. В процессе испытания во всем диапазоне скоростей деформирования выдерживалась примерно постоянная скорость деформации е путем поддержания постоянной скорости движения активного захвата образца. Для проведения испытаний использовали образцы с укороченной рабочей частью диаметром 4 мм, длиной 10 мм с резьбовыми головками. Время увеличения скорости движения подвижной головки образца до номинальной (контролировалось по крутизне фронта упругого импульса в динамометре) примерно соответствовало времени пробега упругой волны по удвоенной длине рабочей части образца, что обеспечивало однородность напряженного и деформированного состояний материала в рабочей части образца в соответствии с условием (2.8). Химический состав и режим термообработки материалов приведены в предыдущем параграфе (см. табл. 3). Испытанные материалы имеют различную чувствительность к скорости деформации и температуре, что объясняет их выбор для исследований. [c.127]

Дальнейшее укорочение импульсов генерации достигается применением просветляющихся фильтров как [c.320]

Образцы из исследуемых материалов имеют укороченную рабочую часть (с отношением длины к диаметру 2,5 или 1,5), что способствует выравниванию напряжений и деформаций по длине рабочей части. Напряжения в образце измеряют по деформации упругого динамометра с помощью тензодатчиков сопротивления. Их малая инертность обеспечивает при базе в несколько миллиметров неискаженную регистрацию импульса нагрузки в спектре частот до нескольких килогерц. Для регистрации динамометра использованы два тензодатчика, наклеенные на динамометр [c.305]

Эффекты ФСМ, обсуждавшиеся в разд. 4.1, реально описывают распространение только относительно длинных импульсов (Гд > > 100 пс), для которых дисперсионная длина много больше длины световода L и нелинейной длины. С укорочением импульсов дисперсионная длина становится сравнимой с длиной световода, и теперь необходимо рассмотреть совместное действие эффектов ДГС и ФСМ [8]. В области аномальной дисперсии световода под действием этих двух эффектов в совокупности в световоде могут существовать оптические солитоны [11, 12], которые будут обсуждаться в гл, 5. В области нормальной дисперсии [13-15] совместное действие эффектов ФСМ и ДГС нашло применение в компрессии оптических импульсов. Эта тема обсуждена в гл. 6, В этом разделе рассматриваются спектральные и временные изменения, которые происходят, когда эффект ДГС учитывается при описании ФСМ [13-28], [c.85]

Многие явления, такие, как формирование и укорочение импульсов, управление фазовой модуляцией, генерация гигантских импульсов, обсуждавшиеся в 3.2, имеют место и при параметрических взаимодействиях. Однако здесь они, как правило, гораздо сильнее выражены, поскольку проявляются в экспоненциально нарастающих волнах. Ниже мы кратко рассмотрим явления, для которых специфика параметрических взаимодействий проявляется особенно ярко. [c.122]

Длительность возбуждаемых импульсов деформации может ограничиваться снизу не только величиной т , но и временем пробега звука по области тепловыделения, а характерный размер области нагрева решетки I определяется либо длиной поглощения света /п б 1, либо длиной теплопроводности — расстоянием, на которое прогреется кристалл за время оптического воздействия за счет переноса энергии электронами, фононами и т. д. Фононная теплопроводность всегда происходит со скоростями, не превышающими звуковую, и поэтому не приводит к уширению акустических импульсов. Движения электронов в металлах и электронно-дырочной плазмы в полупроводниках может существенно увеличить область нагрева решетки, особенно при низких температурах. При комнатных температурах диффузия носителей в значительной мере замедлена из-за сильного рассеяния на тепловых колебаниях решетки. Поэтому для термоупругой генерации сверхкоротких импульсов деформации необходимо одновременно уменьшать длительность лазерного воздействия и длину поглощения света. Наконец, нельзя забывать, что время нагрева решетки может определяться не временем оптического воздействия, а временем передачи энергии от электронов к фононам, что также препятствует укорочению длительности импульсов деформации. [c.162]

Отметим, что пространственная протяженность возбужденного акустического сгустка /а=СаТа 1 мкм. Таким образом, в акустической волне реализуются градиенты давления до 20 Мбар/см. Эти перепады давления могут еще более возрастать по мере укорочения фронта импульса при его нелинейном распространении. Для длины образования разрыва в акустической волне справедлива оценка что в рассматриваемом случае приводит к /р 80 мкм (e — нелинейный параметр). Таким образом, оптическое возбуждение подобных акустических импульсов позволит изучить процессы их нелинейной трансформации [99] в образцах толщиной свыше 100 мкм. [c.169]

Местные напряжения в резьбах определяли методами, описанными ранее, которые содержали как математические решения, так и исследование двухмерных моделей, полученных методом фотоупругих покрытий (рис. 39). Первоначально была принята резьба с укороченным профилем и видоизмененной формой выступов. Испытания проводили для ее сравнения с упорной резьбой, причем большое внимание уделяли радиусам переходов во впадинах резьбы. Эти испытания показали, что максимальные напряжения во впадинах меньше в видоизмененной резьбе, чем в упорной. Поэтому в окончательной конструкции применили первую резьбу с тщательно выбираемым и контролируемым радиусом перехода во впадинах. Правильность выбора в дальнейшем была подтверждена результатами испытаний на выносливость, при которых идентичные трубчатые модели с резьбовыми соединениями различного профиля подвергали действию повторных динамических импульсов давления. При этом возникали напряжения, позволяющие имитировать условия стрельбы. Упорная [c.325]

В гл. 8 обсуждаются некоторые возможности преобразования частот ультракоротких световых импульсов с помощью методов нелинейной оптики, а также описаны методы укорочения импульсов. Наконец в гл. 9 дан обзор типичных методов и применений спектроскопии со сверхвысоким временным разрешением. [c.11]

Механизм синхронизации мод лазеров с однородно уширенной линией существенно иной. Его анализ предпочтительно проводить, пользуясь временным представлением. В этом представлении синхронизация мод состоит в образовании короткого импульса света, циркулирующего в резонаторе. Особый интерес представляют процессы, протекающие при непрерывной стационарной накачке, которые сводятся к следующему. После некоторого числа проходов импульсом резонатора действия усилителя и модулятора взаимно компенсируются. Это значит, что импульс после каждого прохода резонатора сам себя воспроизводит и больше не меняет своих параметров. Это имеет место по той причине, что потери в модуляторе и на излучение через зеркала полностью компенсируются усилением в активной среде, в то время как процесс укорочения импульса в модуляторе прекращается вследствие конечного значения спектральной ширины линии усиления или какого-либо частотно-селективного элемента в резонаторе. Как следствие лазер излучает [c.136]

Таким образом, условие положительности результирующего усиления выполняется лишь в течение интервала времени, составляющего малую часть длительности импульса накачки, так что излучение лазера концентрируется именно в этом интервале времени. Уменьшение усиления, вызываемое самим генерируемым импульсом, является важным обстоятельством, способствующим синхронизации мод, так как оно приводит к укорочению заднего фронта импульса. При этом важно, чтобы лазерный импульс в непрерывном режиме проходил через активную среду синхронно с импульсом накачки. Это требует относительно высокой точности взаимной настройки резонаторов обоих лазеров. Длина резонаторов должна быть подобрана с точностью до нескольких микронов. Как и при активной синхронизации мод, существенную роль играет эффективное ограничение ширины спектра излучения лазера, поскольку оно определяет предельно достижимые минимальные значения длительности импульсов. [c.152]

Границы области синхронизации непосредственно связаны с временным сдвигом между максимумами импульсов накачки и лазера на красителе (см. рис. 5.3, е и 5.4, е). При укорочении резонатора лазера сдвиг rio между импульсами накачки и лазера уменьшается, в результате чего используемая для усиления эффективная часть импульса накачки также уменьшается. Поэтому коэффициент усиления снижается. При определенной длине резонатора достигается порог генерации лазера, ниже которого синхронизация мод с целью получения [c.165]

При укорочении длительности генерируемых импульсов требования к стабильности конструкции лазеров с синхронной накачкой сильно возрастают. Поэтому целесообразней отказаться от независимой регулировки частоты модуляции и длины резонатора лазера на красителе. Альтернативное решение состоит в том, что частота модуляции автоматически подстраивается под частоту следования импульсов лазера на красителе. Схема [c.177]

Рис. 6.2. Схематическое представление процесса укорочения импульса в лазере на красителе с пассивной синхронизацией мод. Комбинированное действие процессов насыщения усилителя и поглотителя обеспечивает укорочение фронтов импульса и усиление его пика.

По окончании быстрого процесса усиления и некоторого укорочения импульса важную роль начинает играть действие [c.188]

В предшествующем рассмотрении мы не обращали внимания на особенности, которые могут быть вызваны размещением поглотителя вблизи зеркала с большим коэффициентом отражения. Ряд экспериментальных исследований показал, что расположение узкой кюветы с поглотителем в контакте с глухим зеркалом увеличивает стабильность генерации и способствует укорочению импульсов (см., например, [6.12]). Такое действие тонкого контактного поглотителя обусловлено тем, что падающий на зеркало и отраженный импульсы перекрываются в насыщающемся поглотителе, это позволяет достигать насыщения при меньших интенсивностях или энергиях импульсов и благоприятствует процессу синхронизации мод. Эффекты когерентного перекрытия двух импульсов могут быть использованы особенно эффективно, если такие встречные импульсы распространяются в кольцевом резонаторе и перекрываются в тонком поглотителе [6.6, 6.7, 6.33, 6.37—6.39]. Таким путем к настоящему времени были получены наиболее короткие импульсы длительностью около 50 фс, возбуждаемые в резонаторе лазера (ср. п. 6.3.4). При этом максимальное перекрытие встречных импульсов в поглотителе обеспечивается системой автоматически, так как оно соответствует оптимальным условиям генерации, если только оба импульса одинаково усиливаются активной средой. Последнее обеспечивается таким размещением усилителя и поглотителя, когда расстояние между ними составляет четвертую часть длины резонатора. В этом разделе мы хотим вывести уравнения, описывающие когерентное перекрытие двух встречных импульсов в лазере. Это описание в одинаковой степени должно касаться двух различных ситуаций контактного поглотителя в линейном резонаторе и режима синхронизации мод в лазере с кольцевым резонатором со сталкивающимися импульсами (СРМ) ([6.13, 6.29]). Мы будем считать, что в случае линейного резонатора оптические элементы расположены, как показано на рис. 6.3, при Ua = 0 я оптимальном размещении усилителя в середине резонатора (Ur = Ui). В случае кольцевого СРМ-лазера отраженный луч на модели рис. 6.3 не проходит снова через отдельные элементы, а направляется оптической системой непосредственно к точке 2. При этом расстоя- [c.202]

После следующего ниже описания некоторых методов преобразования частоты излучения мы кратко рассмотрим в последнем разделе этой главы методы воздействия на форму импульсов и в особенности укорочения импульсов. [c.276]

В машинах для сварки сопротивлением процесс регулируют по длительности (счетчики импульсов), укорочению деталей при осадке (конечные выключатели, датчики перемещения) или по температуре нагрева (фотопирометры, термореле и т. д.). Последний способ наиболее перспективен, так как позволяет автоматически компенсировать отклонения в параметрах процесса. [c.174]

Работа схемы происходит следующим образом. Входное напряжение подается на зажимы 1, 2 ж управляет работой ждущего мультивибратора с эмиттерной связью (транзисторы Т1, Т2), формирующего на выходе прямоугольные импульсы с крутыми фронтами. Сигнал дифференцируется цепочкой С8, R13. Укороченные импульсы повторяются эмиттер-ным повторителем на транзисторе ТЗ, нагрузкой которого служит импульсный понижающий трансформатор ТрЗ. Снимающиеся с его вторичной обмотки импульсы управляют работой тиристорного ключа Т4, параметры зарядно-разрядных цепочек которого выбраны так, что гашение тиристора не требует дополнительной схемы управления. Со вторичной обмотки импульсного повышающего трансформатора Тр2 импульсы высокого напряжения порядка нескольких киловольт открывают строболампу Л1, закрытую во время пауз импульсов. Заряженный почти до напряжения питания конденсатор С2 разряжается через строболампу Л2, вызывая ее свечение, интенсивность которого зависит от величины емкости С2 и напряжения на ней. Постоянная времени цепочки заряда Ri 2 выбрана так, чтобы емкость успевала полностью заряжаться при наибольшей частоте вспышек. [c.128]

Работа схемы происходит следующим образом. Входное напряжение подается на зажимы /, 2 и управляет работой ждущего мультивибратора с эмиттерной связью (транзисторы Т, Т2), который формирует на выходе импульсы прямоугольной формы с крутыми фронтами. Далее сигнал дифференцируется цепочкой s, R 3- Укороченные импульсы повторяются эмнттер-иым повторителем на транзисторе Тз, нагрузкой которого служит импульсный понижающий трансформатор Трз. Снимающиеся со второй обмотки трансформатора импульсы управляют работой тиристорного ключа Т4. [c.411]

В длинноволновой части сантиметрового диапазона М. позволяют в режиме микросекундных импульсов получать мощности Р 10 Вт, в непрерывном режиме — 10 Вт. С укорочением X мощности снижаются (и чуть быстрее). В диапазонах коротких миллиметровых волн и ниже М. утрачивает свою конкурентоспособность. Рекордная мощность достигнута на сантиметровых волнах в т. и. релятивистских М., работающих в режимах коротких (10 с) имнульсов от сильноточных ускорителей электроиов ( 10 Вт). [c.644]

Рис. 5.41. Представление процесса АМ-сии-хронизации мод во времени, а — условие стационарной генерации б — световой импульс, приходящий раньше момента времени tm, соответствующего минимальным потерям в — укорочение импульса, когда он приходит в момент времени tm-

Аналогичные методы получения укороченных импульсов путем создания вначале линейного частотного смещения (чирпа) с последующим сжатием импульса активно использовались в области радиолокации после Второй мировой войны (радары с частотной модуляцией). [c.522]

Нестационарные эффекты при параметрических взаимодействиях сверхкоротких импульсов в среде с квадратичной нелинейностью связаны прежде всего с линейной дисперсией. Как уже указывалось, вплоть до длительностей импульсов 10" с обусловленный электронной нелинейностью квадратичный по полю отклик можно считать практически безынерционным. Тем не менее возникаюш,ие здесь теоретические проблемы оказываются весьма разнообразными и сложными. Даже укороченные уравнения, описываюш,ие трехчастотные взаимодействия волн, не имеют точных решений. Поэтому на первый план выступают различные методы вторичного упрош,ения укороченных уравнений. [c.112]

В приближении заданного поля, когда pi и ф1 можно считать неизменными на всей длине взаимодействия (преобразование энергии основной-волны в волну второй гармоники (ВГ) мало), p2(il, z)=yzplo ]). При этом происходит укорочение импульса гармоники. Для гауссовскога импульса основного излучения Pio(il)=Po ехр(— V2t ) длительность импульса ВГ T2=Ti/(/ 2. С ростом эффективности преобразования дли- [c.113]

Укорочению импульса разрежения (рис. 3.34) до Тз=1—10 пс может препятствовать диффузия неравновесных носителей. Действительно, из-за экранировки электрон-фононного взаимодействия Тр б пс (Si), поэтому Тд 25 пс. Однако это заключение нельзя считать бесспорным, так как существуют экспериментальные наблюдения [100], указывающие на удержание плазмы вблизи поверхности полупроводника в потенциальной яме, возникающей при нагреве приповерхностной области. В целом вопрос о характере движения фотовозбужденной электронно-дырочной плазмы в настоящее время является открытым существуют эксперименты [101, 102], указывающие на ее сверхзвуковое (с дрейфовыми скоростями до 10 —10 см/с) гидродинамическое расширение, наряду с экспериментами [103], в которых не удалось реализовать ускорение плазмы до скоростей, превышающих скорость медленной поперечной акустической моды. Ответ на этот вопрос могут дать и акустооптические эксперименты. Например, если в условиях вышепроведенного расчета реализуется дрейфовое расширение плазмы в течение времени то акустический сигнал на детектор [c.169]

ПС поступал в регенеративный усилитель высокого давления. В процессе формирования цуга выходных импульсов наблюдалось их укорочение от 2 ПС до 600 фс при характерных значениях пиковой интенсивности Ю Вт/См В [84] высказано предположение, что наблюдавшееся укорочение импульсов связано с формированием волны электронной плотности. Индуцированное излучением повышение концентрации заряженных частиц вызывает изменение действительной и мнимой частей показателя преломления и, следовательно, приводит к появлению частотной модуляции. При распространении в среде с аномальной дисперсией, а в обсуждаемом эксперименте это были лазерные окна, изготовленные из кристаллов Na l, частотно-модулированный импульс сжимается. [c.276]

После определенного числа проходов энергия импульса достигает максимума. Затем во время второй фазы происходит дальнейшее укорочение импульса до достижения стационарного значения его длительности. За время последней фазы окончательно устанавливается относительное расположение импульсов генерации и накачки. После этого длительность импульса, его энергия и положение относительно импульса накачки остаются неизменными. Параметры импульса в стационарном режиме при условии, что параметры лазера удовлетворяют определенным требованиям синхронизации мод, не зависят от предшествующего процесса установления и могут быть найдены без расчета этого процесса. Поэтому при теоретическом рассмотрении мы ограничимся стационарным непрерывным режимом. При этом мы будем в основном следовать работам Хермана и Мотшмана [5.11, 5.12] [c.153]

Теоретическое исследование лазеров на красителях с пассивной синхронизацией мод было впервые выполнено Нью на основе скоростных уравнений [6.8, 6.9]. Он показал, что использование комбинированного действия насыщающегося поглощения и снижения усиления позволяет ускорить процесс укорочения импульса при надлежащем выборе параметров лазера, обеспечивающем подавление импульса на фронтах и усиление его пика. (Эту область параметров называют также статической зоной укорочения импульса.) Такой анализ не учитывал частотно-зависимых эффектов и эффектов ограничения полосы частот. Это не позволило описать стационарный режим и теоретически оценить достижимые длительности импульсов, их форму и т. д. (в приближении применения скоростных уравнений длительность импульса с ростом числа его проходов стремится к нулю). Простое аналитическое описание стационарного режима было сделано Хаусом. Он учел зависящее от частоты действие оптического фильтра [6.10], но одновременно использовал ряд приближений, такие, как малая (по сравнению с энергией насыщения усилителя и поглотителя) энергия импульсов и малые потери и усиление за один проход, что сильно ограничило область применимости полученного решения. В результате этого допустимые параметры лазера оказались заключенными в весьма малую область, не содержащую зачастую экспериментально реализуемых величин В дальнейшем изложении мы будем следовать одной из работ Хермана и Вайднера, в которой процесс синхронизации мод исследовался при более общих условиях и на энергию импульсов, потери и коэффициент усиления никаких ограничений не налагалось [6.11]. [c.189]

Обсудим зависимость параметров импульсов от параметров лазера, поглотителя и резонатора. На рис. 6.6, а представлена нормированная относительная ширина импульса W = 2/A(o0 в зависимости от коэффициента усиления Vo для слабого сигнала для различных значений коэффициента передачи Во для слабого сигнала и фиксированных значений т = 7, R = 0,9. Концы кривых соответствуют границе стабильного моноимпульс-ного режима. Границы зоны статического укорочения импульса Т, = ] и Т/=1 показаны пунктирными кривыми. Они, как уже было выше показано, лежат внутри области стабильного режима. При малых значениях Уо ширина импульса с ростом интенсивности накачки (т. е. с увеличением 1 о) уменьшается. После достижения шириной импульса минимального значения рост интенсивности накачки сопровождается увеличением ширины импульса. Уменьшение коэффициента передачи поглотителя укорачивает импульсы и увеличивает их интенсивность. Минимум ширины импульсов для меньших Во смещается к левой границе области синхронизации мод. Ширина импульсов, как и ранее, обратно процорциональна ширине полосы пропускания частот-но-селективного элемента. Энергия импульсов монотонно нарастает с увеличением коэффициента усиления для слабого сигнала Vo (рис. 6.6, б). При малых потерях на поглощение ин-. тенсивность импульсов растет с ростом интенсивности накачки также монотонно, тогда как при больших потерях интенсивность достигает максимума вблизи области стабильного режима (рис. 6.6, в). Коэффициент асимметрии i представлен на [c.198]

Рис. 6.7. Область стабильного импульсного режима лазера на красителе с тонким поглотителем (а), толстым поглотителем в СРМ-режиме (б) и поглотителем в однонаправленном режиме (в). Параметры u/T i —0,8, ur = ui, т — 4, Y = 0,1. Область статического укорочения импульсов, ограниченная кривыми gf = 0 и gi — 0, заштрихована. (По [6.13,])

Дальнейшие экспериментальные исследования имели целью, с одной стороны, улучшение и упрощение экспериментальной техники генерации пикосекундных импульсов в лазерах на красителях, нахождение новых лазерных красителей и соответствующих им поглотителей для расширения диапазона длин волн (особенно плавно перестраиваемого диапазона), а с другой— главным образом укорочение длительности импульсов. На этом пути удалось продвинуться в область сотен фемтосекунд. [c.221]

Дальнейшего укорочения импульсов до 0,17—0,13 пс достигли Диле и сотр. [6.5, 6.20]. Они применили резонатор, в котором, как уже описывалось в п. 6.3.2, поглощающая и активная среды (DOD I или малахитовый зеленый и родамин 6G) смешивались в единой струе. Это позволило уменьшить число элементов резонатора с семи в [6.19] и восьми в [6.14] до четырех (два фокусирующих зеркала и плоское выходное зеркало). Более короткие импульсы образуются в такой установке благодаря тому, что исключается или сильно ослабляется [c.221]

Для получения высококачественного импульса в целом целесообразно выбрать в качестве исходного генерируемый маломощный импульс 0,1 мДж) и усилить его несколькими каскадами усиления, разделенными насыщающимися поглотителями (см., например, [7.37]). Применение двух каскадов усиления позволяет таким путем получить импульсы с энергией около ЮмДж, которые при длительности 2 пс обладают пиковой мощностью в 5 ГВт. Дальнейшего укорочения проходящих импульсов можно достичь путем правильного выбора параметров каскадов усиления и помещенных между ними насыщающихся поглотителей, время релаксации которых в этом случае должно быть больше %ь [7.38]. Этот эффект аналогичен формированию [c.262]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...