Время двойного прохода излучения в резонаторе

Время двойного прохода излучения в резонаторе 113, 117, 118, 134 Выходное окно 28-33, 36, 55, 56, [c.304]

На рис. 3.65 показано изменение во времени потерь, вносимых в резонатор акустооптическим модулятором (кривая а (0), и развернутая во времени последовательность генерируемых сверхкоротких световых импульсов (кривая Е (0). Напомним выходное излучение лазера в виде последовательности импульсов формируется в результате того, что энергия гуляющего внутри резонатора мощного светового импульса частично высвечивается всякий раз, как импульс отражается от выходного зеркала. Поясним обозначения на рисунке Т — период следования импульсов или, иначе говоря, период резонатора (время двойного прохода резонатора) 2/ — частота модуляции потерь [c.407]

Это есть уже известная читателю система (3.2.18), в которой последнее уравнение модифицировано с учетом специфики задачи (не учитываются процессы релаксации и накачки в течение времени высвечивания гигантского импульса). На основе численного интегрирования на ЭВМ балансных уравнений (3.6.42) выявлена форма светового импульса для различных значений времени включения добротности tQ (рис. 3.34). На рисунке представлена зависимость мощности светового импульса Р от времени t (момент / = О есть момент начала генерации) для значений iQ, равных 1,5 не (кривая Г), 3 НС (кривая 2), 10 не (кривая 3), 20 не (кривая 4), 40 не (кривая 5), 60 не (кривая 6). Обозначим время двойного прохода излучения по резонатору через То в рассматриваемом случае То 2 не. Из рисунка видно, что при быстром включении добротности (fQ < То) имеет место субструктура генерируемого импульса, модулированная с периодом порядка То она связана с нестационарным перерас- [c.347]

Лазер на геллуриде кадмия [5, И]. Генерация получена при накачке моноимпульсным излучением лазера на ИАГ Nd , работавшего на низшей поперечной моде плоского резонатора в одномодовом по продольному индексу режиме. Плотность мощности излучения накачки достигала 20—30 МВт/см дальнейшее ее увеличение связано с риском поверхностного разрушения материала. Длительность импульса накачки составляла 15 не, что намного превышало как время релаксации нелинейности в dTe (0,5 не), так и время двойного прохода резонатора (длина которого составляла 2,5 см). Таким образом, режим генерации бьш близок к квазистационарному. [c.179]

Можно предположить, что формирование пучков происходит следующим образом. Глухое зеркало резонатора в наших экспериментах располагалось со стороны катода АЭ. Сначала в АЭ из спонтанных затравок возникает пучок сверхсветимости с расходимостью геом — = 50 мрад. Часть этого пучка, отразившись от глухого зеркала, возвраш,ается в активную среду разрядного канала, и формируется второй пучок сверхсветимости с геом — 18 мрад. Часть второго пучка при выходе из резонатора отражается обратно в активную среду. Через два прохода из резонатора выходит новый пучок с меньшей расходимостью — это первый резонаторный пучок. Выходное зеркало, отражая часть первого резонаторного пучка, возвращает его в активную среду, что приводит к образованию второго резонаторного пучка, и т. д. Но количество проходов излучения в резонаторе ограничено из-за короткого времени существования инверсии (30-40 не). В плоском резонаторе за 2-3 двойных прохода расходимость пучков уменьшается примерно до 1 мрад, что превышает дифракционную расходимость более чем на порядок. При таком объяснении первый резонаторный пучок отстает от пучка сверхсветимости на время одного двойного прохода излучения в резонаторе (2L/ = 10 не), второй — на два двойных прохода 2 2L/с = 20 не). Соответственно второй резонаторный пучок отстает от первого на время одного двойного прохода (2L/ = 10 не). [c.113]

В телескопическом HP, имеющем отверстие в центре глухого зеркала, формируется лишь один узконаправленный пучок 3 (см. рис. 4.6, а), который отстает от пучка сверхсветимости 2 на время одного двойного прохода излучения в резонаторе (At = 10 не — см.рис. 4.6, в). Это объясняется тем, что в такой оптической системе приосевые пучки — как сжимающиеся, так и многопроходные расширяющиеся — резонатором не поддерживаются. Расходимость пучка 3, как и при работе с резонатором без отверстия, при изменении М в пределах 5 < М 300 уменьшается от 2,5 до 0,115 мрад. В плоскости фокусировки при визуальном наблюдении видно одно яркое пятно, имеющее достаточно высокую стабильность. В распределении интенсивности в дальней зоне имеется несколько пичков (см. рис. 4.6, б), появление которых, вероятнее всего, связано с отражением излучения от границы отверстия в глухом зеркале. Относительная нестабильность положения оси диаграммы направленности и импульсной энергии пучка 3 значительно меньше, чем дифракционного. Характеристики выходного излучения исследовались при диаметрах отверстия 4, 8 и 10 мм. Мощность резонаторного пучка (рис. 4.9, кривая З ) при диаметре отверстия 8 мм для М — 5 составила 19 Вт (66% общей мощности), для М = 100 - 9,5 Вт (37%), для М 300 - 4,5 Вт (20%). [c.123]

В случае устойчивого резонатора расходимость пучков излучения ЛПМ остается на один-два порядка больще дифракционного предела, что ограничивает их практическое применение. При использовании телескопического HP с увеличением М = 100-300 формируются пучки с расходимостью близкой к дифракционному пределу и дифракционной. Первый резонаторный пучок отстает от второго пучка сверхсветимости на время одного двойного прохода излучения в резонаторе, второй — на время двух двойных проходов и т.д., следовательно, п-й пучок — на At = п (2L/ ), где п — число проходов, L — длина резонатора, с — скорость света. Соответственно последовательные ре-зонаторные пучки отстают друг от друга на At = 21//с. С каждым [c.281]

Поскольку площади рабочих поверхностей зеркал HP значительно различаются, а при М = 100-300 отличаются на четыре порядка, то разумно предположить, что основную роль на начальной стадии формирования пучков играет глухое зеркало 3i (см. рис. 4.6). Зеркало 3, отразив часть пучка сверхсветимости 1 с низкой плотностью мощности в активную среду, приводит к формированию мощного пучка сверхсветимости 2. При выходе пучка 2 из резонатора он частично отражается зеркалом З2 в активную среду. Часть этого отраженного пучка излучения попадает в сжимающийся пучок и, усиливаясь, через несколько проходов выходит из резонатора, имея дифракционное качество. Вторая часть излучения, расширяясь и усиливаясь, после отражения от зеркала 3] снова возвращается в активную среду и выходит из резонатора в форме параллельного пучка 3 под малым углом 9 (см. рис. 4.5). При этом часть пучка 3 зеркалом З2 отражается обратно в активную среду. Аналогичным образом за время одного двойного прохода формируется пучок 4, который выходит из резонатора с меньшей в М раз расходимостью. Этот процесс формирования пучков продолжается до тех пор, пока существует инверсия населенностей в активной среде АЭ. Такая динамика формирования пучков достаточно точно определяет временную и пространственную структуру излучения. Пучки частично перекрываются как во времени, [c.118]

В принципе световое и вообще электромагнитное поле содержит все возможные длины волн, направления распространения и на правления поляризации. Но главное назначение лазера как прибора состоит в генерации света с определенными характеристиками. Первый этап селекции, а именно по частоте, достигается выбором лазерного материала. Частота V испускаемого света определяется формулой Бора Ну = и нач — конечн и фиксируется выбором уровней энергии активной среды. Разумеется, линии оптических переходов не являются резкими, а по различным причинам уширены. Причиной уширения могут быть конечные времена жизни уровней вследствие излучательных переходов или столкновений, неоднородность кристаллических полей и т. д. Для дальнейшей селекции частот используются оптические резонаторы. В простейшем СВЧ-резонаторе, стенки которого имеют бесконечно высокую проводимость, могут существовать стоячие волны с дискретными частотами. Эти волны являются собственными модами резонатора. Когда ученые пытались распространить принцип мазера на оптическую область спектра, было не ясно, будут ли вообще моды у резонатора, образованного двумя зеркалами и не имеющего боковых стенок (рис. 3.1). Вследствие дифракции и потерь на пропускание в зеркалах в таком открытом резонаторе не может длительно существовать стационарное поле. Оказалось, однако, что представление о типах колебаний (модах) с успехом может быть применено и к открытому резонатору. Первое доказательство было дано с помощью компьютерных вычислений. Фокс и Ли рассмотрели систему двух плоских параллельных зеркал и задали начальное распределение поля на одном из зеркал. Затем они исследовали распространение излучения и его отражение. После первых шагов начальное световое поле рассеивалось и его амплитуда уменьшалась. Однако после, скажем, 50 двойных проходов мода поля приобретала некую окончательную форму и ее амплитуда понижалась в одно и тоже число раз при каждом отражении (с постоянным коэффициентом отражения. Стало ясно, как обобщить понятие моды на случай открытого резонатора. Это такая конфигурация поля, которая не изменяется [c.64]

Пассивная синхронизация мод лазеров на красителях позволила получить наиболее короткие импульсы. Этот метод, однако, имеет некоторые недостатки, такие, как большая критичность к согласованию параметров накачки и резонатора, необходимому для обеспечения стабильного режима, а также ограниченная насыщающимся поглотителем область перестройки, В то же время преимуществом метода синхронной накачки является возможность перестройки в широком диапазоне частоты излучения и некритичность к выбору интенсивности накачки, С другой стороны, однако, импульсы, полученные методом синхронной накачки, не столь коротки. Кроме того, необходимо точное согласование длины резонатора лазера на красителе с расстоянием между импульсами. Для одновременной реализации преимуществ обоих методов синхронизации в некоторых работах [6.26—6.28] было предложено использовать режим двойной синхронизации, который состоит в одновременном применении синхронной накачки и дополнительной пассивной синхронизации при помощи насыщающегося поглотителя. Так, в результате применения струи, в которой были смешаны поглотитель и усилитель, помещенной в резонатор аргонового лазера с аку-стооптической синхронизацией мод, были получены импульсы [6.28] длительностью 0,3 пс при возможности перестройки в диапазоне от 574 до 611 нм. При этом лазер оказался менее критичным к подстройке длины резонатора, чем в случае синхронной накачки. Применяемый в методе двойной синхронизации насыщающийся поглотитель, как уже отмечалось при описании метода синхронной накачки, подавляет паразитные импульсы. Паразитные импульсы проходят через активную среду одновременно с импульсом накачки и основным импульсом, но в противоположном направлении. Однако при обратном движении эти импульсы проходят через поглотитель в разные моменты времени. Как было упомянуто, применяя струю, состоящую из смеси родамина 6G и быстронасыщающегося поглотителя DQO I, Моро и Зицер получили методом двойной синхронизации импульсы длительностью 70 фс [6.30, 6.31]. В качестве лазера накачки они применяли AHr-.Nd — лазер с синхронизацией мод и удвоением частоты излучения. [c.227]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...