Потери дифракционные

Интерпретация работы Аббе в терминах рядов Фурье была описана в важной статье А, Б. Портера в 1906 г, [46]. Он также показал их физическую суть серией изящных демонстрационных опытов. Например, он показал, как изменяется качество изображения объекта с периодической структурой в зависимости от потери дифракционных порядков в разных комбинациях. [c.92]

Число осевых мод, возбуждающихся в оптическом резонаторе без стенок при заданной степени инверсии, зависит от потерь в резонаторе. Максимальная выходная мощность определяется величиной энергии, отбираемой из резонатора, при условии поддержания стабильных колебаний. В оптическом резонаторе необходимо учитывать два вида потерь дифракционные, возникающие из-за конечного числа зон Френеля, образующихся относительно какого-либо центра симметрии, а также потери на зеркалах. Потери первого вида определяются законами физической оптики и зависят от геометрических размеров разрядной трубки (или лазерного стержня) и конфигурации зеркал. Потери второго вида сложнее. Кроме потерь на пропускание к ним относятся потери, связанные с поглощением и рассеянием на диэлектрических покрытиях, а также с оптическим качеством подложек для зеркал, причем качество подложки и покрытия оценивается с точки зрения как гладкости поверхностей, так и отклонения их от идеальной геометрии. [c.300]

Процесс каскадного увеличения числа фотонов в результате вынужденного излучения продолжается до некоторого момента. Как только интенсивность излучения достигает определенного значения, зависящего, в частности, от дифракционных потерь резонатора и пропускной способности полупрозрачного -выходного зеркала резо- [c.384]

Если к = 0,63 мкм, L = 1 м, й = Ь = 1 см, то дифракционные потери составляют около 0,1 %. [c.807]

Установить зависимость дифракционных потерь от величин т, п, УТЛ/а, У киь для резонатора с плоскими зеркалами размером аЬ. [c.909]

Основная мода обладает наименьшими дифракционными потерями. Для мод высших порядков они быстро увеличиваются с ростом индексов т, п или р, I. Дифракционные потери для каждой моды возрастают при уменьшении числа Френеля [c.284]

Снижение амплитуды волны под влиянием затухания (см. подразд. 1.2) определяется множителем где б — коэффициент затухания х — путь, проходимый волной. При экспериментальном измерении б ставят задачу учесть экспериментальным или расчетным путем все потери, не связанные с затуханием ультразвука на дифракционное расхождение лучей, переход энергии в другую среду, электроакустическое преобразование. Часто эти потери превосходят потери при затухании, поэтому их влияние на точность измерения коэффициента затухания весьма велико. [c.418]

При использовании трафарета зона лазерного воздействия формируется с помощью накладного шаблона (трафарета), плотно прижатого к поверхности обрабатываемой детали. Трафарет имеет окна, соответствующие профилю упрочняемой зоны. К недостаткам способа относятся быстрый износ трафарета, необходимость использования для изготовления трафарета стойкого к воздействию лазерного излучения материала, частичные потери лазерной энергии на непроизводительное облучение трафарета [5], дифракционные искажения в плоскости обработки. [c.54]

Весьма важным параметром резонатора является его добротность, которая определяется потерями в резонаторе. Необходимо учитывать три основных эффекта, приводящих к потерям 1) волна, движущаяся между зеркалами, теряет энергию в результате рассеяния на неоднородностях среды 2) дифракционные потери вызывают искажение фронта волны на краях зеркала 3) частично энергия проходит сквозь зеркала. [c.13]

При малых расстояниях между зеркалами дифракционные потери малы и добротность резонатора пропорциональна расстоянию между отражателями. При больших L начинают проявляться дифракционные потери, затем они превосходят потери на отражение и добротность начинает уменьшаться при увеличении расстояния. Ширина собственной линии резонатора равна [c.14]

Следовательно, основными преимуществами когерентного или почти когерентного источника, дающего излучение в виде сферической или плоской волны ограниченного поперечного сечения, является то, что излучение может быть сконцентрировано с помощью линз и зеркал в изображение, яркость которого больше яркости первоначального источника излучение в виде почти плоской волны можно направить на удаленный объект с очень малыми дифракционными потерями, в то время как лишь малая часть излучения от некогерентного источника может быть преобразована в почти плоскую волну. [c.503]

Простейшим типом резонатора является резонатор Фабри — Перо, состоящий из двух плоских параллельных зеркал, расположенных друг от друга на расстоянии Lp. В технологических лазерах резонатор Фабри — Перо используется крайне редко из-за указанных выше больших дифракционных потерь. Чаще используются резонаторы с одной или двумя сферическими отражающими поверхностями. Свойства этих резонаторов зависят от знака и величины радиуса их кривизны R, а также от Lp и определяются стабильностью существования в нем электромагнитной волны. [c.41]

Как уже отмечалось выше, в резонаторе могут стационарно существовать лишь те колебания, для которых выполняются условия генерации (1.88). Так как с ростом поперечного модового числа уменьшается характерный размер области, занятой полем, то дифракционные потери излучения должны расти с ростом модового числа. Эти качественные рассуждения подтверждаются приведенными на рис. 1.15 результатами численных расчетов дифракционных потерь для плоского и устойчивого конфокального резонатора. Это обстоятельство дает преимущество в развитии поперечных мод низшего порядка. [c.49]

Рис. 1.15. Результаты численных расчетов дифракционных потерь для плоского и устойчивого конфокального резонатора

В неустойчивых резонаторах, где дифракционные потери 6 зоне возникновения генерации весьма заметны (именно они и определяют размер этой зоны w ), появление и усиление мод высших порядков сильно затруднено. Поэтому лазеры с неустойчивым резонатором работают, как правило, в режиме генерации одной поперечной [c.50]

В случае неустойчивого резонатора распределение интенсивности излучения на выходе лазера в зависимости от формы выводного зеркала и его юстировки может иметь вид кольца, прямоугольной рамки, серпа или уголка. Распределение интенсивности в кольце будет однородным только в геометрическом приближении, т. е. если число Френеля (1.94) будет существенно больше единицы. В реальных технологических лазерах дифракционные потери, как правило, уже заметны. [c.63]

Эти обстоятельства (особенно второе) приводят к потере части информации о волне. Если бы было реальным наблюдать каждое отдельное колебание напряженности электрического поля, то вряд ли вообще нашелся бы повод для грандиозной дискуссии о природе света. По этой причине доказательства волновой природы света носят косвенный характер. Знание закономерностей усиления волн позволяет рассчитывать интерференционные и дифракционные картины. Соответствие расчетов и наблюдений доказывает, что картины образованы действительно волнами, так как принцип сложения волн лежит в основе расчета. [c.62]

В отличие от резонаторов, применяемых в устройствах СВЧ-диапазона, лазерные резонаторы характеризуются следующими двумя главными особенностями I) они, как правило, являются открытыми, т. е. не имеют боковой поверхности, и 2) их размеры намного превышают длину волны лазерной генерации. Поскольку длина волны лазера простирается от долей микрометра до нескольких десятков микрометров, лазерный резонатор с размерами, сравнимыми с этими длинами волн, имел бы слишком низкий коэффициент усиления, чтобы могла возникнуть лазерная генерация. Упомянутые выше две особенности оптического резонатора оказывают значительное влияние на его характеристики. Например, то, что резонатор является открытым, приводит к неизбежным потерям для любой моды резонатора. Эти потери обусловлены дифракцией электромагнитного поля, вследствие чего часть энергии покидает резонатор. Поэтому такие потери называются дифракционными. Таким образом, строго говоря, определение моды в смысле (4.1) нельзя применить к открытому оптическому резонатору, и в таком резонаторе не существует истинных мод (т. е. стационарных конфигураций). Однако в дальнейшем мы увидим, что в открытых резонаторах в действительности существуют конфигурации типа стоячих электромагнитных волн, имеющие очень небольшие потери. Поэтому мы будем определять моду (иногда [c.160]

Рис. 4.24. Дифракционные потери за один проход уа в зависимости от числа Френеля для плоскопараллельного резонатора. (Согласно Фоксу и Ли [6].)

Рассмотрим теперь дифракционные потери в резонаторе. Прежде всего заметим, что, если воспользоваться выражением [c.200]

Френеля дифракционные потери в конфокальном резонаторе значительно меньше, чем в резонаторе с плоскими зеркалами. Это нетрудно понять, если заметить, что благодаря фокусирующему действию сферических зеркал поле в конфокальном резонаторе сосредоточивается главным образом вдоль оси резонатора (ср., например, кривые на рис. 4.26 и 4.21 или на рис, 4.27 и 4.23 при одних и тех же значениях числа Френеля). [c.202]

Характерный для неголографических методов обмен между разрешением и яркостью изображения (что связано с выбором размера отверстия) в случае голографии не имеет значения. Отверстия в решетке могут иметь дифракционно-ограниченные размеры или меньше (как они воспроизводятся линзой, осуществляющей преобразование Фурье) без потери дифракционной эффективности голограммы. [c.666]

Следует подчеркнуть, что при спектральной ширине входной щели спектрографа, меньшей расстояния между линиями в спектре источника света, отдельные линии-голограммы в выходной плоскости спектрографа не перекрываются и потери дифракционной эффективности спектроголограммы отсутствуют. [c.407]

Теорией оптических резонаторов занимаются многие ученые. При ее построении необходим учет потерь света, выходящего при многократ ых отражениях за пределы зеркал резонатора (дифракционные потери см. гл. 6). Она существенно отличается от элементарной теории интерферометра Фабри —Перо, в которой надобность в учете дифракционных потерь возникает лишь в тех редких случаях, когда отношение расстояния между зеркалами к их диаметру достаточно велико. [c.253]

А теперь кратко обсудим вопрос об относительной величине энергии, покидающей объем резонатора, образованного плоски.ми зеркалами, вследствие дифракции за время одного цикла. Для того чтобы дифракционные потери были малыми, дифракционное уширение пучка должно составлять небольшую часть от поперечных размеров зеркал. В этом случае, как известно, мы имеем дело с дифракцией Френеля, и пучок расширяется на величину, примерно равную радиусу первой зоны Френеля iXL. Если бы вблизи одного из зеркал амплитуда сохраняла постоянное значение вдоль волнового фронта, то относительные потери за счет дифракции при достижении второго зеркала были бы, очевидно, пропорциональны кЫа + iXLIb. Однако амплитуда поля на краю зеркал обращается в нуль, в результате чего потери оказываются пропорцио-наль.чыми кубам отношений ]/ХЕ/й, Y kL/b (см. упражнение 252). Кроме того, потери увеличиваются с ростом т а п, т. е. потери минимальны для аксиальных волн и увеличиваются по мере возрастания угла между осью резонатора и волновым вектором. [c.807]

Понятие мод для открытого резонато ра вводится так же, как и для о бъемного резонатора. Однако в открытом резонаторе отсутствие боковых стенок приводит к тому, что появляются дополнительные потери, поскольку часть излучения, отраженного от одного из зеркал, может пройти мимо второго зеркала и выйти из резонатора. Эти потери, называемые дифракционными, существенно отличаются для разных мод открытого резонатора. Относительно малыми дифракционными потерями Обладает лишь небольшое количество мод, иоле которых концентрируется вблизи оси резонатора. Именно эти моды и возбуждаются в лазере. [c.283]

Для перестройки и сужения спектра генерации в лазерах на красителях используются дисперсионные светофильтры и призмы, интерферометры Фабри — Перо, дифракционные решетки, а также селективные элементы, работающие на принципе распределенной обратной связи. В РОС-лазерах обратная связь осуществляется за счет брэгговского отражения излучения от периодической структуры, возникающей в акгизной среде в результате модуляции ее показателя преломления. Введение одного селектирующего элемента сужает спектр генерации примерно до 1 нм без существенного снижения выходной мощности. Получение более узких линий достигается за счет комбинации нескольких селекторов и сопряжено со значительными потерями выходной мощности. [c.957]

Одномодовые лазерные пучки 1 дельная П. к. н стохастическое блуждание пучка. При генерации лишь осн, поперечной моды ТЕМ (индексы пг = га = 0) усиление в лазере достаточно для компенсации потерь, состоящих из потерь в среде, на излучение и дифракционных. Однако этого усиления недостаточно для компенсации потерь на высших модах, поскольку с увеличением номера поперечного индекса m и (или) га дифракц. потери растут. Спонтанное излучение усиливающей среды не только является затравкой для возбуждения осн. моды, но и поддерживает на определённом уровне интенсивность подпороговых высших мод. Вследствие излучения последних П. к. одномодовых лазерных пучков не является полной. Но в пределах ширины пучка степень П. к., напр. для излучения гелиево-неоновых лазеров, отличается от 1 не более чем на 10 — 10 (рис. 2). Оси. влияние на предельную степень П. к. моды ТЕМдд оказывают ближайшие подпороговые [c.152]

Длина лазера ограничи-вается дифракционными явлениями, а также потерями при отражении излучения от стенок трубок и на их торцах. В случае отсутствия отражения от стенок трубки в качестве предельного значения можно взять длину, на которой лазерный луч расширится из-за дифракции на величину, равную радиусу трубки, Она находится из условия 0dLa S 7 т и с учетом соотношения (2.27) составляет [c.127]

Расходимость лазеров на стекле составляет 10 мрад, что существенно ниже дифракционной. В основном это обусловлено многомодовым режимом генерации. Для уменьшения расходимости вводят ограничивающие апертуры, а также портят (делают шероховатыми) боковые стенки стержней. Для получения мощного излучения с дифракционной расходимостью обычно используют твердотельные усилители. На маломощном задающем генераторе добиваются с потерей энергии хорошего качества излучения, а затем пропускают это излучение через серию усилительных каскадов, используя прекрасные усилительные возможности стеклянных стержней с неодимом (/ oSl см ). [c.178]

Поскольку поверхностная энергия является заметной величиной по сравнению с объемной, то из условия (3.1) следует, что для понижения полной энергии системы более выгодна такая деформация кристалла, при которой поверхностная энергия будет понижаться. Подобное понижение может быть реализовано изменением кристаллической структуры наночастицы по сравнению с массивным образцом. Поверхностная энергия минимальна для плотноупакованных структур, поэтому для нанокри-сталлических частиц наиболее предпочтительны гранецентри-рованная кубическая (ГЦК) или гексагональная плотноупако-ванная (ГПУ) структуры [7, 8], что и наблюдается экспериментально. Так, электронографическое исследование нанокристаллов ниобия, тантала, молибдена и вольфрама размером 5—10 нм показало [199], что они имеют ГЦК- или ГПУ-структуру, тогда как в обычном состоянии эти металлы имеют объемно центрированную кубическую (ОЦК)-решетку. В наночастицах бериллия и висмута найдены кубические фазы, хотя в массивном состоянии эти элементы имеют ГПУ-решетку [200]. Массивные кристаллические образцы гадолиния, тербия и гольмия имеют ГПУ-структуру. Авторы [201, 202], изучившие структуру частиц Gd, ТЬ и Но размером от 110 до 24 нм, обнаружили в них следы ГЦК-фазы и показали, что с уменьшением размеров в частицах растет содержание ГЦК-фазы и уменьшается количество ГПУ-фазы. В нанокристаллах Gd размером 24 нм ГПУ-фаза, характерная для массивных образцов, вообш е отсутствовала. Однако в [10] высказано сомнение в правильности выводов [201, 202] о ГПУ—ГЦК-переходе, так как наблюдавшиеся на рентгенограммах наночастиц Gd, Td и Но дифракционные отражения могли принадлежать низкотемпературным кубическим модификациям оксидов этих металлов. Уменьшение размера частиц некоторых элементов (Fe, Сг, d, Se) приво ило к потере кристаллической структуры и появлению аморфной [200, 203]. В обзоре [198] отмечено, что понижение поверхностной энергии частицы может происходить путем не только полного изменения ее кристаллической структуры, но и некоторой деформации структуры. Например, малые частицы могут иметь [c.63]

Структура низкоразмерных объектов не может быть определена только на основе метода рентгеновской дифракции. Известно, что наноструктурные многокомпонентные пленки имеют очень широкие дифракционные максимумы низкой интенсивности, что обычно объясняется аморфным состоянием вещества, хотя кристаллическая природа наноструктурных пленок может быть подтверждена другими методами. Поэтому для характеристики низкоразмерных объектов рекомендуется использование комбинированного подхода с применением различных методов, таких как рентгеновская фотоэлектронная спектроскопия, Рамановская спектроскопия, расширенные измерения поглощения рентгеновских лучей тонкой структурой (EXAFS), электронная микроскопия высокого разрешения и спектроскопия энергетических потерь электронов. [c.480]

Световой диаметр ДЛ оптимизированного варианта подобного объектива / св = 60 мм при минимальном периоде структуры rmin = 2,9 мкм, т. е. задача ахроматизации даже в самых ограниченных пределах в такой схеме решена быть не может. В то же время светопропускание объектива в 2,5 раза выше, чем у симметричного двухлинзового дифракционного объектива (40 и 16 %, без учета потерь на преломляющих поверхностях). Кроме того, наличие только одной ДЛ, а не двух уменьшает долю паразитного света (дифрагированного в нерабочие порядки ДЛ), которая попадает в пределы рабочего поля объектива, и принципиально исключает возможность существования паразитного сфокусированного изображения (см. п. 7.4). [c.170]

Отметим в заключение еще одну особенность дифракционных асферик. При наличии аберраций помимо уменьшения интенсивности в центральном максимуме дифракционного изображения точки увеличивается интенсивность боковых максимумов (прежде всего первого). Интересно поэтому сравнить распределения интенсивности в дифракционных изображениях, созданных волной, которая сформирована многоступенчатой асферикой, и волной просто искаженной сферической аберрацией, причем интенсивности в центральном максимуме (факторы четкости) должны быть одинаковы. Соответствующие кривые приведены на рис. 7.8, из которого следует, что в случае волны, сформированной асферикой, гораздо четче выражены минимумы и существенно меньше увеличение интенсивности в первом максимуме, хотя потеря энергии в центральном максимуме такая же. Этот феномен можно качественно объяснить, если опять использовать понятие порядков дифракции. Многоступенчатая асферика имеет нулевую эффек-тивность в порядках, ближайших к рабочему, поэтому наряду с идеальной сферической волной в минус первом порядке она формирует аберрированные сферические волны в порядках с большими номерами, что согласно выражению (1.7) приводит к большим аберрациям. Свет, дифрагированный в далекие порядки, за счет аберраций распределяется по площади, значительно пресы- [c.218]

В настоящей главе мы займемся главным образом вычислением модовых конфигураций и соответствующих резонансных частот, а также дифракционных потерь для наиболее широко применяемых резонаторов. [c.164]

Кроме того, Шавлов и Таунс высказали предположение о том, что моды открытого резонатора на рис. 4.1 с хорошей точностью описываются теми модами прямоугольного резонатора (см. рис. 2.1), для которых (/, т)< п (резонатор на рис. 4.1 получается из резонатора, изображенного на рис. 2.1, путем удаления боковой поверхности). Доказательством справедливости этого предположения является то, что моды рассматриваемого нами резонатора можно представить в виде суперпозиции плоских волн, распространяющихся под очень малыми углами к оси г. Следовательно, можно ожидать, что отсутствие боковой поверхности существенно не изменит эти моды. Однако на те моды, у которых значения I п т не малы по сравнению с п, отсутствие боковой поверхности окажет сильное влияние. После удаления боковых сторон резонатора дифракционные потери для этих мод становятся столь большими, что их не имеет смысла в дальнейшем рассматривать. [c.188]

Следовательно, полученное распределение будет собственным решением уравнения (4.81а). Этот способ позволяет рассчитать также собственные значения и, следовательно, как было показано выше, дифракционные потери и резонансную частоту данной моды. Если первоначальное распределение поля представляет собой четную функцию величины I, то в конечном итоге мы получим четную моду, в то время как для нечетных мод первоначальное распределение поля должно быть нечетной функцией величины . В качестве примера на рис. 4.21 Приведены результаты, полученные для амплитуды поля U = U x/a,N) в случае, когда начальное распределение поля Ui выбрано однородным и симметричным (т. е. Ui = onst). При N = 6,25, чтобы достичь стационарного решения, необходимо приблизительно 200 проходов, как показано на рис. 4.22. Аналогично антисимметричная мода низшего порядка получается в том случае, когда первоначальное распределение выбирается однородным и антисимметричным (т. е. = 1 при 0[c.194]

Из уравнений (4.81) и (4.826) нетрудно показать, что а зависит только от числа Френеля и от модовых индексов т и I. Соответственно дифракционные потери (7 =1 — jo И) будут зависеть лишь от N, т н I. На рис. 4.24 показаны зависи- [c.195]

МОСТИ дифракционных потерь от числа N для симметричной (ТЕМоо) и антисимметричной (TEMoi) мод низшего порядка. Можно видеть, что с возрастанием N потери быстро убывают. Такое поведение нетрудно объяснить, если вспомнить, что N пропорционально отношению геометрического (0g) и дифракционного (6d) углов. Кроме того, такой результат можно понять, если заметить, что с возрастанием N поле на краях зеркала (д = а) уменьшается так, как показано на рис. 4.21 и 4.23. Действительно, именно это поле отвечает в основном за дифракционные потери. Наконец, следует заметить, что для данного числа Френеля потери для моды TEMoi всегда больше, чем для моды ТЕМоо. [c.196]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...