Резонаторы телескопические

Следующим условием осуществления хорошей синхронизации мод является тщательный выбор уровня интенсивности накачки, который должен лишь немного превосходить второй порог лазера. Это условие также непосредственно следует из принципа синхронизации мод в соответствии с теоретическим анализом в разд. 7.2. Более высокая интенсивность накачки является причиной быстрого нарастания вероятности образования импульсов-сателлитов. Коэффициент передачи насыщающегося поглотителя для слабого сигнала должен при этом быть по возможности меньшим (от 50 до 80%). Во многих случаях для уменьшения вероятности установления режима двойных импульсов целесообразно использовать помещенные в резонатор телескопические расширители пучка, снижающие интенсивность в красителе по сравнению с интенсивностью в усилителе. Это эквивалентно увеличению эффективного отношения поперечных сечений q°-, — площади сечения пучков соот- [c.258]

Па этом примере мы закончим рассмотрение схем неустойчивых резонаторов с динамической стабильностью. Однако наш анализ резонаторов мош пых твердотельных лазеров с малым уровнем термооптических искажений был бы неполным, если бы мы не обсудили, хотя бы коротко, возможность использования неустойчивых резонаторов других типов. Из рис. 4.8 следует, что при высоком уровне гауссовых потерь 7о > 0,8-0,9, влияние флуктуаций ТЛ АЭ проявляется достаточно слабо. Поскольку такие большие потери могут соответствовать оптимальным значениям в лазерах с достаточно большим коэффициентом усиления, для них допустимо использование резонаторов, не обладаюш,их динамической стабильностью. Среди последних наиболее часто используются неустойчивые резонаторы телескопического [c.245]

Лазер с неустойчивым резонатором телескопического типа. Этот резонатор показан на рис. 2.65. Здесь 1 — активная среда, 2 — вогнутое зеркало (радиус кривизны Гх), 3 — выпуклое зеркало (га), 4 — выходное излучение. Вогнутое и выпуклое зеркала имеют общий фокус Гу = 3 , Га = — . Для данного резонатора [c.206]

Поле внутри резонатора телескопического типа описывают суперпозицией плоской и сферической волн. Расходящаяся сферическая волна распространяется в резонаторе от выпуклого зеркала к вогнутому, а плоская — от вогнутого к выпуклому. Соответствующие этим волнам световые лучи показаны на рис. 2.65. Легко видеть, что в данном случае [c.206]

Из рис. 2.66, б хорошо видно, что генерация в резонаторе телескопического типа (как, впрочем, и в любом неустойчивом резонаторе) начинается в приосевой области активного элемента. С каждым двойным проходом излучения по резонатору происходит увеличение поперечного [размера светового пучка в М раз. Чем больше коэффициент расширения пучка М, тем быстрее совершается процесс формирования поля излучения в резонаторе. Этот процесс может завершиться в течение всего лишь нескольких проходов по резона-. тору. [c.208]

Фокусы зеркал в этом случае совпадают, а центр кривизны каждого зеркала находится на противоположном зеркале. Такие резонаторы называются софокусными, или конфокальными, или телескопическими (два одинаковых зеркала с совпадающими фокусами образуют телескопическую систему с увеличением —1). [c.804]

Рис. 9. Неустойчивый телескопический резонатор.

Эти формулы для частного случая так называемого телескопического резонатора были получены в [39] (там же была введена используемая сейчас терминология). Из них следует, что при Сх Ф q, Ср параметр Q конечен и быстро уменьшается по мере его уменьшения волна приближается к расходящейся (6 = 0). Волны, близкие к сходящейся, имеют большие начальные I <2i I- Пока Q i превышает 1 М, сечение волны на последующем обходе резонатора уменьшается однако рано или поздно 1(>1 становится меньше Л/ , и сечение начинает возрастать. [c.114]

У сходящейся волны с плоским фронтом имеется лишь дифракционная компонента расходимости, и для описания процесса превращения этой волны в расходящуюся необходимо прибегнуть к дифракционной теории. Волны со сферическими фронтами имеют также и геометрическую компоненту расходимости, превалирующую над дифракционной уже при стрелке прогиба фронта Х/2 ( 1.3), чему соответствует с = Х/до, где — половина размера сечения пучка. Отсюда следует, что эволюция волн внутри телескопического резонатора удовлетворительно описывается геометрическим приближением при j j для произвольных резонаторов условие применимости (2.36) имеет вид 1 i - с Х/а1, ияи Qi [c.115]

Нетрудно рассчитать аберрационные коэффициенты и при любом другом расположении источников аберраций внутри резонатора, в частности тогда, когда таким источником являются искривления зеркал. Так, если вогнутое зеркало того же телескопического резонатора имеет отступления формы поверхности от идеальной AZ(r), то ЬЬ(г) = 2AL(r), aj =2/(1 — 1/М ). Знание aj легко позволяет решать не только прямую, но и обратную задачу о нахождении искривлений зеркала по заданному значению требуемых деформаций волнового фронта /(г) (что может понадобиться, скажем, для компенсации уже имеющихся деформаций, вызванных неоднородностью среды, см. 4.4). Действительно, разложив /(г) в ряд по и разделив каждый его член на соответствующее а/, получаем ряд, описывающий необходимую величину AL (г). [c.163]

Из (3.8) следует, что даже при небольших а светорассеяние с широкой индикатрисой может сильно уменьшить осевую силу света. И все же, конечно, ситуация здесь намного лучше, чем в случае широкоапертурных плоских резонаторов как было видно из нашего анализа, полная угловая расходимость 2в при телескопическом резонаторе с М 2 практически совпадает с шириной индикатрисы светорассеяния 2 о в то время как в широкоапертурных плоских резонаторах даже угол, в котором заключена половина мощности, обычно значительно превышает 2Qq. [c.167]

Рис. ЗЛ1. Прохождение сферических волн по телескопическому резонатору а - одна из расходящихся волн в, - прохождение по эквивалентной линии расходящихся волн с центрами кривизны внутри зоны шириной 1а б) и вне ее (в)

Посмотрим теперь, что изменится, если перейти от плоского к изображенному на рис. ЗЯа телескопическому резонатору, который чаще других неустойчивых используется в практических применениях (гл. 4). Потери на излучение здесь равны 1 — где М — коэффициент увеличения, — коэффициент отражения выходного зеркала, который в случае подобных резонаторов чаще всего равен единице. [c.194]

Нетрудно видеть, что усиление потока излучения при прохождении резонатора в одном из направлений и весь характер изменения потоков вдоль длины остаются теми же, что и в случае плоского резонатора с такими же потерями. Разница состоит главным образом в том, что у плоского резонатора оба пучка, идущих навстречу друг другу, являются параллельными, а у телескопического площадь сечения одного из пучков изменяется вдоль длины. В результате распределение суммарной плотности излучения по объему оказывается несколько более неравномерным. Это приводит к снижению эффективности, однако незначительному поэтому для телескопического резонатора можно пользоваться теми же формулами, что и для плоского, заменив в них R на R"/М , Методики расчетов, позволивших сделать такой вывод, мы вскоре коснемся более подробные сведения на этот счет имеются в [71, 53], а также в [16], 4.1. [c.194]

Рис. 3.15. Потоки излучения в лазере с телескопическим резонатором

Будем вначале, как и выше, считать, что равномерно возбужденная среда, связь между коэффициентом усиления которой и суммарной плотностью излучения выражается формулой (3.9), заполняет имеющий Щ1-линдрическую форму объем между зеркалами телескопического резонатора (рис. 3.15). Полагая также, что явления интерференции между потоками излучения, следующими в противоположных направлениях, не проявляются, и введя плотность излучения в безразмерных едини цах р = а/, перепишем (3.9) в виде [c.196]

С основным результатом выкладок, выполненных в [71, 53] по этой методике, мы уже знакомы эффективность лазера с телескопическим резонатором немного уступает эффективности плоского с теми же потерями на излучение (в данном случае — с = 1/М ). Поэтому перейдем к рассмотрению более сложных ситуаций. [c.197]

Упомянув о светорассеянии, нельзя не отметить, что необходимо не только разумно выбрать конфигурацию резонатора, но и принять все возможные меры, чтобы исключить образование сходящихся волн с заметной начальной интенсивностью. В случае телескопического резонатора чисто сходящаяся волна образуется, как нетрудно видеть, при частичном отражении основной волны от плоских поверхностей раздела, перпендикулярных оси резонатора поэтому имеющиеся в лазере поверхности раздела (например торцевые поверхности стержня) должны быть заметно наклонены. [c.210]

Рис. 4.2. Способы вывода излу юния из телескопического резонатора 1 - просветленная прозрачная пластинка, 2 - выводное зеркало с отверстием

Дополнительные сведения и библиографию как по телескопическим усилителям, так и по управляемым генераторам с неустойчивыми резонаторами можно найти в [16], 4.3. [c.236]

Две основные схемы призменных неустойчивых резонаторов приведены на рис. 4.14 , в. Фигурирующие здесь призмы с неплоскими передними поверхностями равноценны комбинациям 90-градусных отражателей с линзами и заменяют зеркала обычного телескопического резона- [c.239]

Рис. 4,14. Резонаторы с призменными отражателями а - плоский резонатор, б, в варианты телескопического резонатора

Будем исходить из того очевидного обстоятельства, что в присутствии клина выходящий из телескопического резонатора пучок остается параллельным, а его направление задается направлением оси резонатора. Последнюю, в свою очередь, можно определить как траекторию луча, который после каждого отражения от зеркала или призмы возвращается назад по тому же пути. Исходя из этого определения, нетрудно видеть, что ось резонатора должна проходить через центры кривизны зеркал и вершины призм, их которых этот резонатор состоит. [c.240]

За период 1980-1989 гг. проведен большой объем экспериментальных и теоретических работ с целью повышения мощности и КПД лазера на парах меди, исследования структуры и повышения качества его выходного излучения [124-132]. Установлено, что структура излучения с оптическим резонатором многопучковая (обычно наблюдается от трех до пяти пучков). Каждый пучок излучения обладает своими пространственными, временными и энергетическими характеристиками. Применение неустойчивого резонатора телескопического типа с коэффициентом увеличения М = 50-300 приводит к формированию пучков излучения с расходимостью близкой к дифракционной и дифракционной. В режиме работы с одним зеркалом структура излучения двухпучковая. С одним выпуклым зеркалом, радиус кривизны которого на два порядка меньше длины АЭ, формируется пучок с расходимостью близкой к дифракционной и с высокой стабильностью характеристик [131, 132]. Исследована структура излучения и его характеристики в лазерных системах типа ЗГ-УМ [126-132. [c.25]

Наметилось расширение областей применения ЛПМ в науке, технике и медицине, и определились основные перспективные области, в которых наибольшая эффективность достигается с помошью ЛПМ [8, 10]. К таким областям применения ЛПМ, как уже указывалось выше, относятся накачка перестраиваемых по длине волны лазеров на растворах красителей, разделение изотопов различных атомов (например, обогашение урана U), лазерная проекционная микроскопия (усиление яркости изображения микрообъектов) и прецизионная технология. Определение и расширение основных областей применения ЛПМ стало стимулом для проведения обширных исследовательских работ, направленных на улучшение характеристик этих лазеров. В 1974-1975 гг. в ЛПМ с неустойчивым резонатором телескопического типа с увеличением в сотни раз получены пучки с дифракционной расходимостью [68-71], а в 1977 г. в работе [54 сообщалось о достижении средней мощности излучения 43,5 Вт с практическим КПД 1% при ЧПИ до 20 кГц. К 1979 г. в Ливермор-ской национальной лаборатории им. Лоуренса была создана лазерная система ЗГ-УМ (в рамках программы AVLIS) из 21 ЛПМ с общей выходной мощностью 260 Вт [10]. [c.34]

Система, изображенная на рис. -2.6, а, высокоэффективна, но, к сожалению, сложна в техническом отношении Целесообразнее использовать лазер с неустойчивым резонатором телескопического типа, являющийся аналогом рассмотренной системы. В существовании аналогии легко убедиться, если немного изменить систему, изображенную на рис. 2.66, а, перейдя к линзовому волноводу, показан ному на рис. 2.66, б. Волновод составлен из чередующихся собирающих (фокусное расстояние /1) я рассеивающих (/а) линз, причем /1 = 3 /2 . Расстояние между- соседними линзами 21/2 оно заполнено активной средой. Тейерь задающий генератор отсутствует его роль выполняет при-осевая область активных элемейов. Нетрудно видеть, что рассматриваемый линзовый волновод оптически эквивалентен резонатору телескопического типа. Заметим, штриховыми линиями на рис. 2.66, б показан световой- пучок, соответствующий неустойчивой (сходящейся) волне [c.207]

Пример резонатора телескопического типа хорошо демонстрирует повышенные селективные свойства неустойчивых резонаторов, формируюш,их световые пучки с высокой степенью пространственной когерентности. Как известно, с точки зрения угловой селекции выгоднее работать в условиях относительно больших дифракционных потерь, так как дифракция обеспечивает срыв генерации в первую очередь мод высоких порядков. Поскольку для неустойчивого резонатора дифракционные (геометрические) потери всегда велики, то при его использовании фактически не требуется принимать какие-либо меры по дополнительной селекции поперечных мод. Лазер с неустойчивым резонатором генерирует обычно только основную поперечную моду (моду ТЕМоо) при этом часто достигается дифракционный предел расходимости. Заметим, что с точки зрения направленности излучения желательно иметь более высокие значения коэффициента расширения М (более высокие значения Л/дкв)- [c.211]

Угловая расходимость луча а идеального лазера определяется дифракцией на выходном зеркале из отношения VD, где X — длина волны ОКГ D —диаметр луча на выходном зеркале резонатора. Для % = 0,63 мкм иО = 1 мм а примерно равно0,1 мрад. Для реальных ОКГ за счет дефектов резонатора расходимость достигает а = 3. .. 10 мрад. Расходимость может быть уменьшена с помощью телескопических систем (до нескольких угловых секунд), однако при этом пропорционально возрастает диаметр пучка, что не всегда приемлемо. [c.52]

Иллюстрацией к сказанному может служить рис. 2.22, на котором изображен ход лучей для сходящейся (сплошные линии) и близкой к ней (штриховые) волн по оптической линии, эквивалентной упомянутому телескопическому резонатору. Этот резонатор, состоящий из софокуспых вогнутого и выпуклого зеркал (рис. 3.8а), имеет коэффициенг увеличения М = -/i//2 > 1, где /1 и /2 — фокусные расстояния этих зеркал. Его обширные практические применения связаны с тем, что здесь не показанная на рис. 2.22 расходящаяся волна, следуя к выпуклому зеркалу (т.е. на угшстках линии с четными номерами), имеет плоский волновой фронт. Сходящаяся волна, в свою очередь, обладает плоским фроыом на > аст-к ах с нечетными номерами. [c.114]

Отсюда следует, что в отличие от случая плоского резонатора накопление аберращш происходат здесь только на протяжении нескольких обходов. Число обходов, дающих заметный вклад в деформации фронта установившейся волны, убывает с ростом кратности образованной зеркалами телескопической системы (или, в общем случае, с модулем кратности М ). Если неоднородность среды сводится к наличию медленно меняющегося градиента показателя преломления, конечная величина аберраций установившегося фронта легко может быть найдена простым суммированием. [c.159]

Рис. 3.8. К вопросу о влиянии аберраций в неустойчивых резонаторах а, б — телескопический резонатор и резонатор из софокусных вогаутых зеркал в, г - оптические линии, эквивалентные этим резотаторам

Pu . 3.9, Зависимость oLj от M a - телескопический резонатор (рис. 3.8, д), б симметричный конфокальный резонатор из вогаутых зеркал (рис. 3.8, [c.162]

Зависимость нескольких первых ау от увеличения М приведена на рис. 3.9. Видно, что в случае телескопического резонатора (М> 1, рис. 3.9а) все члены ряда (3.7) монотонно уменьшаются. Сравнительно сильно проявляется неоднородность тапа оптаческого клина (/ == 1 волновые аберрации первого порядка) при значениях М - 2- 5, которые характерны для многих тапов лазеров (см. гл. 4), пучок на выходе из резонатора отклоняется от своего первоначального направления на угол, превышающий в 3,5—2 раза угол отклонения при однократном прохождении введенного клина. Влияние неоднородноста типа линзы (/ = 2, волновые аберрации второго порядка) в этом же диапазоне изменения М оказывается большим, чем в случае однопроходового усилителя, только в [c.162]

Резонатор из софокусных вогнутых зеркал (М < —1, рис. 3.96) значительно менее чувствителен к наличию волновых аберраций нечетных порядков, чем телескопический. При IМ1 >3 направление пучка на выходе этой системы оказьшается даже более устойчивым по отношению к введению клина, чем в усилительных устройствах (aj < 1). Нетрудно видеть, что причиной тому является перевертьшание пучка по прохождении периода эквивалентной схемы, в результате чего каждый внеосевой луч проходит попеременно зоны то с большим, то с меньшим показателем преломления (рис. ЗЯг с явлениями подобного рода мы встретамся еще в 4.4). Реакция на аберрацию четных порядков при перевертьюании пучка не изменяется и поэтому остается примерно такой же, как в телескопическом резонаторе (небольшая разница возникает за счет той половины периода эквивалентной схемы, на которой происходит расширение сечения пучка). [c.163]

Поскольку в случае наиболее часто используемого телескопического резонатора все аберрационные коэффициенты ау монотонно убывают с ростом М, угловая расходимость излучения при этом, как правило, уменьшается. Правда, если ряд Lajrijr является знакопеременным, непропорциональное уменьшение его коэффициентов может, в принципе, привести к тому, что описьюаемое этам рядом распределение станет менее благоприятным. В [16] показано, что подобные примеры хотя и существуют, однако совершенно не типичны в подавляющем большинстве случаев полезно, чтобы аберрации суммировались на возможно меньшем числе проходов через неоднородную среду. [c.163]

Угловой спектр излучения является, в сущности, разложением по плоским волнам. Та из них, которая следует вдоль оси, и есть самовос-производящаяся после обхода телескопического резонатора расходящаяся волна. Поведение остальных, как и этой, так же хорошо описывается геометрическим приближением, в соответствии с которым угол наклона 9 каждой после обхода уменьшается в М раз. Если результирующая угловая расходимость 29 удовлетворяет обычно выполняющемуся условию 9р < [Dj(2L)] (Л/ — 1)/(71/ + 1) D — диаметр пучка), то излучение любой компоненты перекрьюает выходное зеркало целиком. Это означает, что при отражении от выходного зеркала приходящаяся на каждую компоненту мощность излучения уменьшается в соответствии с долей общей площади сечения, перекрываемой зеркалом, в раз. Поскольку интенсивности всех компонент на обходе резонатора уменьшаются одинаково, то при выяснении относительного распределения мощности можно от этого уменьшения (которое при работе лазера компенсируется усилением) отвлечься. [c.166]

Произведем такую оценку, следуя [13]. Пусть активная среда сечения 2а X 2а размещена внутри телескопического резонатора (рис. 3.11) ее показатель преломления для простоты примем равным единице. Проследим, скажем, за судьбой затравочного излучателя, которое в начальный момент времени испускается вблизи выпуклого зеркала в сторону вогнутого. В качестве отсчетной выберем расположенную у выпуклого зеркала сферическую эквифазную поверхность расходящейся волны, центр кривизны которой находится в общем фокусе зеркал. [c.171]

Механизм, приводящий к ухудшению направленности излучения в подобных случаях, был изучен в [50,43]. Оказалось, что при введении в телескопический резонатор частично отражающей плоской пластинки появляются паразитные моды, которым соответствуют замкнутые траектории лучей, причем на одно отражение от этой пластинки приходится много проходов по активной среде. Поэтому паразитные моды даже при совсем мало отражающей пластинке имеют более низкие пороги возбуждения, чем основная мода двухзеркального резонатора. Поскольку этим модам, кроме того, присуща высокая неравномерность распределения поля, возбуждаются сразу несколько из них со всеми вытекающими отсюда печальными последствиями. И неудивительно в 2.5 мы сталкивались с тем, что наличие даже ничтожно слабой сходящей волны, порожденной краевой дифракцией, приводит к вырождению мод по потерям. Поэтому предпринимаемые иногда попытки повлиять на режим генерации (в частности, понизить его порог) путем установки в резонатор элементов, иници- [c.211]

Также в соответствии с геометрическим приближением перемещения одного из зеркал в продольном направлении вызьюают изменение кривизны выходящей из резонатора волны. В случае телескопического резонатора таким путем можно сфокусировать пучок на заданном расстоянии d > L от лазера, увеличив длину резонатора по сравнению с длиной L при конфокальном расположении тех же зеркал на величину порядка (Af+1) / [ iM— ) d] (фокусировка на расстоянии J также возможна, однако сопровождается падением выходной мощности за счет конусности светового пучка внутри активного элемента). В конце 60-х — начале 70-х годов нами на ВДНХ экспонировался лазер с выходной энергией в несколько сотен джоулей, излучение которого фокусировалось подобным образом в пятно диаметром несколько миллиметров на дистанции 50 м. [c.212]

После проведения этих экспериментов тезис о том, что неустойчивые резонаторы с большими Л экв идеальных условиях обеспечивают генерацию на основной моде с дифракционным углом расходимости излучения, можно было считать доказанным. Надлежало еще проверить, оказьюаются ли угловые характеристики предельно возможными для данных условий и тогда, когда эти условия не столь хороши (имеется неоднородность среды и Т.П.). С этой целью в [48] были экспериментально сопоставлены свойства обычного лазера с телескопическим резонатором и многокаскадной системы на аналогичных активных элементах. Подобные системы состоят из маломощного задающего генератора и каскадов усиления с телескопами между ними (для расширения сечения пучка с одновременным уменьшением расходимости см., например, [174], а также [16], 2.6) их построение на протяжении ряда лет считалось единственно возможным способом решения проблемы расходимости излучения мощных лазеров. [c.213]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...