Излучение одномодового лазера

Излучение одномодового лазера с амплитудной стабилизацией [c.25]

В принципе излучение одномодового лазера непрерывною действия должно быть почти полностью плоскополяризованным. В газовых лазерах это было экспериментально подтверждено. Но большинство измерений проводилось на газовых лазерах с внешними зеркалами, в которых разрядная трубка заканчивалась окошками, наклоненными под углом Брюстера. Это благоприятствует генерации света, поляризованного в плоскости падения, так как такая поляризация проходит без потерь через окошки. Следовательно, нет ничего неожиданного в том, что излучение таких лазеров оказалось почти полностью плоскополяризованным. При исследовании эффекта Зеемана в гелий-нео-новом лазере (гл. 3, 3, п. Зж) в излучении наблюдались компоненты с круговой поляризацией. [c.91]

Ясно, что рассмотренный случай излучения одномодового лазера, стабилизированного по амплитуде, является некоторой идеализацией. Однако при достаточной осторожности эта идеализация может быть очень близкой к действительности, и поэтому важно понять характер флуктуаций числа отсчетов в [c.443]

Для анализа нам потребуется некоторая информация о статистических свойствах вектора числа фотоотсчетов К(п). Они зависят от вида света, который участвует в интерференционных экспериментах. Например, если это излучение одномодового лазера со стабилизированной амплитудой, то каждая компонента вектора числа фотоотсчетов будет пуассоновской переменной. Если же два световых пучка поляризованы и являются тепловыми по происхождению, то фотоотсчеты подчиняются биномиальному распределению с отрицательным показателем. Предположим, что излучение тепловое, поскольку это соответствует практически всем экспериментам по формированию изображений с использованием интерферометрических данных. Предположим далее, что свет поляризован. Первой интересующей нас статистической величиной является среднее значение вектора числа фотоотсчетов. Конечно, среднее число фотоотсчетов п-го элемента фотоприемника просто пропорционально интенсивности той части иитерферограммы, которая падает на этот элемент. Таким образом, [c.465]

Двумерная характеристическая функция поля излучения одномодового лазера и ее применение в нелинейной оптике. [c.245]

При описании Н. ф. п. выделяют самые неустойчивые (критич.) степени свободы. При развитии этих мод и последующей их стабилизации в процессе взаимодействия между собой образуется пространственная или временная структура. Нелинейные ур-ния для амплитуд этих возмущений параметров порядка) получаются после исключения из динамич. ур-ний всех остальных мод. В простейшем случае одномодового лазера для зависящей от времени комплексной амплитуды поля излучения ф получим [c.329]

При практическом проектировании реальных систем связи и локации необходимо учитывать тот факт, что в излучении одномодового одночастотного лазера всегда имеется спонтанная хаотическая радиация если такое излучение подвергается амплитудной модуляции относительно узкополосным информационным процессом, то на выходе фоточувствительного элемента приемника будут вариации огибающей когерентной и хаотической составляющих в соответствии с законом модуляции. Распределение вероятностей и производящая функция модулированного излучения получены в аналитическом виде при модуляции одним тоном или спектром частот (12 а) табл. 1.1). [c.50]

Внешним источником помех может быть также лазер — постановщик помех в случае одномодового режима излучения этого лазера статистическое распределение фотонов будет подчиняться закону Пуассона, в случае многомодового режима — распределению Бозе—Эйнштейна (78]. [c.51]

В зависимости от поперечной структуры лазеры разделяются на одномодовые и многомодовые. Одномодовые лазеры отличаются тем, что они генерируют и излучают наружу одну, обычно нулевую поперечную моду резонатора. Это нулевая мода имеет гладкое, колоколообразное симметричное распределение интенсивности излучения в поперечном сечении пучка (рис. 3.1). Математически его распределение описывается функцией Гаусса [c.70]

Одномодовый лазер. Рассмотрим кинетические процессы в одномодовом лазере на двухуровневых активных атомах. В данном случае мы имеем дело с открытой системой, описываемой гамильтонианом (7.3.2), где Hg — гамильтониан двух динамических подсистем поля излучения и активных атомов. Оператор Н описывает взаимодействие этих подсистем с соответствующими термостатами. Гамильтониан Я , в свою очередь, может быть записан как сумма [c.127]

Поскольку в модели одномодового лазера поле излучения может рассматриваться как осциллятор в оптическом диапазоне частот, имеем [c.127]

В работе [545] сообщается, что в лазере на парах аммиака, накачиваемом излучением СОг-лазера, экспериментально достигнут такой одномодовый режим, при котором стационарное решение становится неустойчивым и возникает стохастичность. [c.295]

Формулы (4.60) (4.62) позволяют рассчитать динамически стабильную схему резонатора исходя из заданных значений то, рт и (1. Однако при расчете схемы и при решении вопроса об ее использовании в одномодовом лазере следует учитывать размер поля на зеркалах резонатора, чтобы избежать чрезмерной фокусировки излучения на них и их разрушения в мош,ном лазере. Кроме того, следует учитывать чувствительность резонатора к возможным разъюстировкам резонаторных элементов. [c.221]

В заключение данного рассмотрения отметим, что в процессе работы мощного твердотельного лазера имеет место зависимость величины оптической силы ТЛ АЭ [ИЗ] или ТЛ какого-либо другого внутрирезонаторного элемента, например нелинейного [114], от мощности генерации. Этот эффект может быть связан как с поглощением доли мощности генерируемого излучения в элементе, так и с изменением теплового режима работы АЭ при наличии генерации. Подобные эффекты приводят к тому, что параметры резонатора, определяющие мощность генерации, сами начинают зависеть от последней. Такое самовоздействие может довольно сильно влиять, в силу высокой чувствительности резонатора одномодового лазера к термооптическим искажениям элементов, на параметры выходного излучения. Приводить к эффектам гистерезисного типа в зависимости выходных параметров излучения лазера от мощности накачки [114, 115]. При этом следует подчеркнуть, что и в этом случае использование схем с динамической стабильностью дает ослабление действия подобных механизмов. [c.226]

Выходное излучение одномодового хорошо стабилизированного лазера проходит через пространственно-распределенный фазовый модулятор (например, прозрачную акустическую кювету). Поле, наблюдаемое на выходе модулятора в точке Рк, имеет вид [c.267]

А. Распределение числа фотоотсчетов в случае излучения хорошо стабилизированного одномодового лазера [c.442]

Теперь, вероятно, читатель убедился в том, что существует принципиальное различие в статистическом распределении числа фотоотсчетов в случае излучения высокостабильного одномодового лазера и в случае хаотического излучения тепловых источников. Это различие особенно ясно обнаруживается, если более детально исследовать флуктуации числа фотоотсчетов в обоих случаях, что мы и сделаем в следующем пункте. Однако ситуация оказывается более сложной, чем могло бы показаться с первого взгляда. Различие в распределениях числа фотоотсчетов для этих двух типов излучения не всегда велико. Более того, в видимой области электромагнитного спектра по распределению числа фотоотсчетов в большинстве случаев очень трудно определить тип излучения. Основным критерием различимости этих двух типов излучения, как будет показано, является параметр вырождения, который мы вскоре определим. [c.453]

Рассмотрим дисперсию числа фотоотсчетов в случае теплового излучения и условия, при которых она заметно отличается от дисперсии в случае излучения стабилизированного одномодового лазера. Сначала укажем на прямую связь между дисперсией числа фотоотсчетов и дисперсией классических флуктуаций интенсивности света, падающего на фоточувствительную поверхность. [c.453]

Глава 4 называется Интенсивность лазерного излучения, скоростные уравнения . В ней изложена простая фотонная модель одномодового лазера, рассмотрены релаксационные колебания, модуляция добротности, балансные уравнения, описывающие важнейшие процессы в многомодовом лазере. Вторая половина главы в основном посвящена анализу эффекта образования провалов на контуре линии затрагиваются также вопросы конкуренции мод. Говоря о проблеме пространственной модуляции усиления в лазере, которая обусловлена структурой поля в резонаторе, уместно на помнить о работах советских авторов [19, 20], носящих приоритетный характер. [c.6]

Скоростные уравнения одномодового лазера (разд. 4.1) позволяют исследовать работу лазера в режиме модулируемой добротности. В таком лазере коэффициент отражения одного из зеркал можно резко изменять. Для этого можно, например, установить одно из зеркал на определенном расстоянии от конца активной среды и привести его во вращение. На практике используется вращающаяся призма (рис, 4.6). Для получения очень малых времен модуляции добротности пользуются также ячейкой Керра, которая особенно удобна, когда лазерное излучение выходит из активной среды поляризованным (как, например, в кристалле рубина). [c.88]

Некоторые применения лазеров с непрерывной накачкой. Излучение одномодовых лазеров импульсного режима работы ЛТИ-500 может быть сфокусировано в пятно размером несколько десятков микрон, поэтому такие лазеры применяют для выполнения тонких технологических операций. С использованием этих лазеров созданы автоматизированные установки скрайбирования полупроводниковых пластин (рис. 4.12), которые обеспечивают глубину надреза 150—200 MIKM при ширине 30— 50 мкм. [c.103]

Подчеркнем еще раз, что данное выражение справедливо только для теплового и квазитеплового излучения. Оно непригодно для излучения одномодового лазера, стабилизированного по амплитуде. Свойства симметрии функцин 7( ] — 2) допускают дальнейшее упрощение рассматриваемых интегралов. Выполнив преобразования, подобные использованному в ряде случаев выше [см., например, формулу (6.2.18)], приведем двойной интеграл к одинарному [c.477]

Этот экспериментальный результат согласуется с теорией. Как показал Т. Глаубер, идеальный одномодовый лазер при значительном превышении над порогом генерирует излучение в состоянии, называемом когерентным-, в этом состоянии фотоны действительно распределены по Пуассону (см. 13.3). Поле в таком состоянии ближе всего к классической синусоидальной волне. Существенный вывод квантовой оптики состоит в том, что даже в идеальной световой волне имеют место флуктуации чисел фотонов. [c.298]

Флуктуации и шумы в лазерах. Тепловые шумы оптич, резонатора и спонтанное излучение атомов (молекул) активной среды являются принципиально неустранимыми источниками шума в лазерах. Шумы приводят к естеств. флуктуациям амплитуды и фазы одночастотного н одномодового лазера, вследствие к-рых существуют предельные значения временных и пространственных статистич. характеристик лазерного излучения естеств. ширина частотного спектра, определяемая ф-лой Шавлова — Таунса ф-ла (8) в ст. Лазер] естеств, угл. расходимость, предельная пространственная когерентность. В режиме генерации нескольких несинхронпзованных (несвязанных) продольных и (или) поперечных мод статистика излучения существенно меняется она становится практически гауссовой. [c.664]

Рис. 7.1, Распределение вероятности р Е) сигнала Е светового пучка в зависимости от вещественном < > и мнимой f частей сигнала, а — когерентный сигнал, излучаемый одномодовым лазером б—излучение теплового источника, например традиционного источника света.

Для получения цугов импульсов с управляемой частотой следования надо ввести регулярную затравочную модуляцию, что и было сделано авторами [49]. Схема экспериментальной установки изображена на рис. 5.18. Излучение лазера на гранате с неодимом (Х= = 1,319 мкм, Ti/2=100 пс) смешивалось в одномодовом волоконном световоде с близким по частоте излучением полупроводникового лазера с целью формирования начальной модуляции интенсивности. Чтобы повысить пороги возникновения конкурирующих нелинейных процессов (ВКР, ВРМБ), пучки основного и вспомогательного лазеров вво- [c.218]

Наглядной иллюстрацией здесь может служить работа [50], авторы которой провели 45-кратное сжатие (от 80 до 1,8 пс) квазине-прерывного излучения YAG лазера. В качестве фазового модулятора использовался одномодовый световод длиной 300 м. [c.261]

Время затухания энергии поля излучения в резонаторе Тр. Физический смысл коэффициента Тр ясен из уравнений генерации (2.6а) для полной энергии оветс-зой волны в резонаторе одномодового лазера W. Если предположить, что JB некоторый момент времени инверсия населенности активной среды исчезла (на- [c.51]

Для оценки выходной мощности излучения лазера можно использовать уравнения одномодового лазера (2.6), описывающие поведение во времени полной энергии поля излучения в резонаторе и полной инверсной населенности активной среды. Согласно уравнению скорость изменения полной энергии поля (или, что то же самое, циркулирующая в резонаторе мощность излучения) dW/dt складывается из двух составляющих мощности, теряемой в резонаторе (—W/xp), и мощности, выделяющейся в резонаторе (- D((n)NpW/Vp). Потери мощности происходят по двум каналам внутрирезонаторные (пассивные) потери на элементах резонатора (Рвн) и потери на полезное излучение через выходное зеркало лазера (Явых). Используя (2.14), (2.17), легко найти выражения для полной теряемой мощности в резонаторе и ее составляющих Рвн и Рвых [c.65]

Таким образом, спектр шумов существенно шревосходит все ре зонансные частоты в колебаниях мощности лазерного излучения.. Спектр шумов выходного лазерного излучения одночастотного одномодового лазера 52, 63—65] -состоит из относительно щиро(кой плавно спадающей полосы шириной [c.87]

В тех случаях, когда действие аберраций высших порядков не нарушает монотонности h r) на интервале О г i , при больших размерах зеркал резонатора их наличие лишь несколько изменяет детали распределения поля отдельных мод резонатора, практически не сказываясь в силу многомодового характера излучения на его общей структуре. При малых числах Френеля, к чему часто стремятся при создании одномодовых лазеров, аберрации высших порядков приводят к заметным изменениям общих потерь в резонаторе [153]. [c.82]

При использовании одномодовых лазеров без частотной селекции типов колебаний (Л Г-36, Л Г-38) следует учитывать, что длина когерентности их излучения не превосходит 20 см. Интерферометрические исследования можно проводить и с помощью многомодовых нестабилизированных лазеров (ЛГ-34, Л Г-35, ЛГ-126, генерирующих излучение с длинами волн 0,63 и 1,15 мкм, и ЛГ-75), но при условии согласования волновых фронтов и компенсации длин оптических путей измерительного и опорного пучков. [c.180]

Все эксперименты в работе [55] бьши сделаны с использованием одномодового одночастотного излучения аргонового лазера накачки. В работе [59] сопоставлены результаты по возбуждению генерации одномодовым и многомодовым криптоновым лазером. Без аберратора внутри резонатора при накачке одномодовым пучком угловая расходимость была невелика, но пятно в дальней зоне было заметно асимметричным расходимость пучка в плоскости дисперсии решетки примерно в четыре раза превышала расходимость в перпендикулярном направлении. Направление уширения пучка совпадало с направлением оси с и, по-видимому, было связано с остаточным оптическим разрушением этого кристалла. Попытка убрать эту расходимость установкой углового селектора в резонатор была успешной лишь наполовину расходимость уменьшилась при резком уменьшении интенсивности генерации. [c.158]

Экспериментально беэрезонаторную параметрическую генерацию при шестипучковом взаимодействии удалось наблюдать в кристаллах LiNbOa, легированных медью (0,02 мас.% шихты) [71, 72] (рис. 4.39). Толщина образца составляла 1,5 мм. Для возбуждения использовалось несфокусированное излучение одночастотного одномодового лазера на аргоне (е-волна в кристалле). Встречный пучок формировался за счет отражения от задней грани кристалла. В соответствии с условиями синхронизма (4.63) плоскость, в которой локализованы генерационные пучки, должна быть перпендикулярной плоскости схождения пучков накачки. Это позволило управлять пространственным положением генерационных пучков, соответствующим образом изменяя угол наклона образца по отношению к пучку накачки [72]. [c.173]

Эксперимент проводился с кристаллом BaTiOj, имевшим вид куба с ребром 4 мм. Пучок излучения одномодового Аг -лазера (514,5 нм) направлялся под углом на полупрозрачное (R 0,4) зеркало, обладавшее малыми (< 0,1%) потерями на поглощение. Было получено хорошее соответствие эволюции /r (t) с записью обращающего зеркала в кристалле первоначальное значение (0) уменьшалось с ростом RpQ и мгновенно восстанавливалось при блокировании второго штеча интерферометра. Максимальное ослабление Д/r составляло около 0,05. При этом экспериментальные значения были в основном несколько меньше теоретической зависимости Д/r = /(/ рс). что авторы предположительно объясняют неуправляемыми частотными сдвигами б/ 1 Гц сопряженных волн. [c.231]

В дальнейшем мы часто будем для удобства принимать, что лазер работает далеко за порогом и флуктуации интенсивности незначительны. Поэтому для излучения, генерируемого одномодовым лазером, чаще всего используется выражение в виде косинуса со случайно модулированной фазой (4.4.5). [c.145]

Для излучения, испускаемого одномодовым лазером и описываемого аналитическим сигналом [c.153]

Заметим, что при выводе выражения (9.3.3) не было необходимости делать какие-либо предположения относительно распределения классических флуктуаций интегральной интенсивности. Результат носит совершенно общий характер, т. е. справедлив при любом типе излучения, падающего на чувствительную поверхность фотоприемника. Более того, оба слагаемых этого выражения имеют простой физический смысл. Первый член К—просто дисперсия числа фотоимпульсов, которая должна была бы наблюдаться, если бы классическая интенсивность была постоянной и число фотоотсчетов было чисто пуассоновской переменной. Назовем этот вклад в флуктуации числа фотоотсчетов дробовым шумом по аналогии с распределенным по Пуассону дробовым шумом, наблюдаемым, например, в вакуумном диоде [9.12]. Второй член а сг в отсутствие флуктуаций классической интенсивности, очевидно, равен нулю. Следовательно, эта составляющая дисперсии числа фотоотсчетов обусловлена флуктуациями класспческой интенсивности. В случае излучения стабилизированного одномодового лазера эта составляющая была бы тождественно равна нулю, а дисперсия числа фотоотсчетов просто соответствовала бы распределению Пуассона. Если на фоточувствительную поверхность падает тепловое излучение, то классические флуктуации не равны нулю и дисперсия числа фотоотсчетов оказывается больше, чем соответствующая распределению Пуассона, на величину, пропорциональную дисперсии интегральной интенсивности. Эта дополнительная составляющая дисперсии числа фотоотсчетов часто называется избыточным шумом такое название указывает на то, что эта часть шума добавляется к чисто пуассоновским флуктуациям. [c.454]

Физический смысл этого результата состоит в следующем. Если параметр вырождения фотоотсчетов намного меньше 1, то число фотоотсчетов в каждом отдельном интервале когерентности падающей классической волны с большой вероятностью будет равно либо нулю, либо единице. В таком случае флуктуации классической интенсивности практически не вызывают сгущения фотособытий, так как интенсивность света (с высокой степенью вероятности) недостаточна для того, чтобы вызвать многократные фотособытия в одной ячейке когерентности. Если сгущением фотособытий можно пренебречь, то распределение числа фотоотсчетов будет неотличимым от распределения в случае излучения стабилизированного одномодового лазера, в котором сгущение отсутствует. [c.457]

В режиме многомодовой генерации максимальная энергия излучения лазера есть W = здесь — полное число генерируемых мод или, что то же, разреши.мых элементов изображения на пространственном модуляторе света. Извлекаемая из активного элемента энергия распределяется по большому числу мод, и энергетический режим работы лазера не обладает каки.ми-либо существенными особенностями. Иначе обстоит дело в режиме одномодового сканирования, когда вся извлекаемая из активного эле.мента энергия, пропорциональная площади диафрагмы проходит через одномодовую диафраг.мы ад ф. Малое значение излучаемой энергии приводит к то.му, что сканирующий одномодовый лазер должен работать при весьма малом превышении над порогом, с сильным недоиспользованием запасенной в эле.менте энергии и связанными с этиы повышенными требованиями к стабилизации энергии накачки, пространственной однородности пропускания ПМС и потерь резонатора при сканировании луча во всем поле зрения. [c.192]

Развитая в предыдущих разделах теория была основана главным образом на детерминистическом описании электомагнитного поля, т. е. предполагалось, что поле имеет вполне определенное значение даже при конечной ширине частотной полосы излучения (что можно приписать амплитудной или фазовой модуляции). На самом же деле всегда есть некоторая статистическая неопределенность, связанная с любым электромагнитным полем (это касается даже излучения лучших стабилизированных по амплитуде одномодовых лазеров). Эту неопределенность можно учесть, пользуясь методами статистической теории, т. е. определив подходящим образом средние (по времени или ансамблю) от ненаблюдаемых в эксперименте величин. Именно эта программа — определение средних и нахождение их связи с наблюдаемыми — и является содержанием теории когерентности электромагнитного излучения. Почти всюду в этой книге мы будем иметь дело с детерминированными полями (за исключением задач, связанных с некогерентным изображением см. разд. 4.15). Однако читателя необходимо ознакомить с некоторыми основными элементами теории когерентности, чтобы понять, каким образом по одной определенной реализации поля можно вычислить его значимые статистические средние. [c.52]

Рис. 7.42. Схематическое представление стабилизированного одномодового лазера с интерферометром Фокса — Смита, а — расположение зеркал б — зависимости усиления лазера и пропускания интерферометра от частоты. При изменении расстояния /3 возникает максимум интенсивности выходного лазерного излучения, когда максимум пропускания интерферометра совпадает по частоте с модой резонатора. Зеракло М играет

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...