Пороговое условие генерации

Здесь под ао( ) понимается значение коэффициента усиления при малых интенсивностях, т. е. без учета эффекта насыщения (так называемый ненасыщенный коэффициент усиления). В том случае, когда соотношение (225.1) превращается в равенство, говорят о достижении пороговых условий генерации. [c.781]

Пороговое условие генерации в этих терминах означает, что усиление света на протяжении полуволны должно быть больше величины, обратной добротности резонатора [c.782]

Пороговое условие генерации в СОг-лазере может удовлетворяться для различных собственных частот резонатора, попадающих в пределы контуров усиления для переходов между различными вращательными подуровнями, и поэтому, если не принимать специальных мер, СОг-лазер может генерировать на нескольких вращательных переходах одновременно. [c.122]

В этих лазерах благодаря отсутствию нерезонансных потерь энергии непосредственно в активной среде облегчено выполнение порогового условия генерации. Даже при не слишком жестких требованиях к зеркалам (потери на зеркалах порядка 1 %) выполнение условия самовозбуждения достигается относительно простым увеличением длины активной среды, что, в частности, и объясняет наличие большого числа газовых лазеров в широком диапазоне длин волн. [c.39]

Пороговые условия генерации. В приближении заданных интенсивностей волн накачки с учетом всех решеток решение было получено нами в (3.2.1). Для рассматриваемого случая прозрачной нелинейной среды (а = 0) с локальным откликом решения (3.23) и (3.24) можно пере- [c.102]

Решение (3.112) позволяет найти пороговые условия генерации, если заданы граничные условия. Для двух возможных схем резонаторов - линейного и кольцевого, - граничные условия запишем в следующем виде [c.103]

Исходя из решения (3.112) и граничного условия (3.114) для линейного резонатора получаем следующее пороговое условие генерации [c.103]

Пороговое условие генерации, вытекающее из (3.157), принимает вид [c.116]

На пороге генерации интенсивности пучков 1 и2 равны нулю, отсюда следует пороговое условие генерации [c.135]

Пороговые характеристики с учетом линейного поглощения. Пороговые условия генерации для лазеров такого типа (рис. 5.1) определяются соотношением [c.174]

Анализ пороговых условий генерации лазеров с двойным обращающим зеркалом приведен в п. 4.2.5. [c.194]

Кинетика генерации в описанной системе исследовалась экспериментально на неодимовом лазере, работающем в режиме свободной генерации по схеме рис. 6.11 [41]. В качестве нелинейной среды использовались поглощающие растворы с тепловой нелинейностью. Инициирование генерации в плече 2 осуществлялось за счет вынужденного температурного рассеяния и тепловой дефокусировки в направлении плеча 2 излучения, генерируемого в резонаторе 1. По достижении пороговых условий генерации в плече 2 его излучение начинает влиять на генерацию в резонаторе 1. Вначале возникает пичок сложной формы (тройной), затем постепенно исчезают пички с периодом следования исходной генерации в резонаторе 1 и устанавливается генерация всей системы с новым периодом следования пичков. Этот период близок к периоду следования пичков в резонаторе, образованном из плеча 2 путем установки в него зеркала З4 (рис. 6.11). [c.214]

В качестве примера можно привести лазерную методику оценки константы циркулярного фотогальванического эффекта, описанную в работе [92]. Пороговое условие генерации для среды с экспоненциальным усилением (сдвиговая нелокальная нелинейность), помещенной в линейный [c.253]

Все вышеизложенное справедливо, в основном, в случае однородно уширенной полосы люминесценции рабочего перехода. Для неоднородно уширенной полосы люминесценции стабилизация усиления на частоте какой-либо моды резонатора, вообще говоря, не приводит к стабилизации усиления на других модах. Так, для частот, отстоящих от генерируемой более чем на однородную ширину активных центров, усиление растет с увеличением накачки до тех пор, пока не выполнятся пороговые условия генерации на моде с этой частотой, после чего усиление стабилизируется и на этой частоте. Такой процесс может продолжаться до [c.126]

Наиболее наглядно на этот вопрос можно ответить следующим образом. Построим зависимость от частоты коэффициента усиления (рис. 21.8,а). Зависимость а от времени на частоте максимума полосы люминесценции представлена на рис. 21.8,6. Подобные зависимости будут и для других частот.Совмещая эти рисунки, можно построить поверхность 1 коэффициента усиления в пространстве (V, /, а) (рис. 21.8,в). Теперь на том же рисунке построим зависимость потерь резонатора от времени и частоты. Эта зависимость может быть достаточно сложной. Все определяется методом селекции и способом свипирования частоты. Для простоты воспользуемся условием, что полуширина кривой добротности резонатора намного уже полуширины линии люминесценции и что линия люминесценции — достаточно плавная функция частоты. При этом частота генерации совпадает с частотой настройки. Тогда пороговое условие генерации запишется в виде [c.206]

Если инверсия превышает стационарный уровень М на величину АМ, то пороговое условие генерации выполняется для целого участка частот, ширина которого равна [6] [c.227]

Рассмотрим теперь левую часть неравенства (2.3). Чтобы удовлетворять условию (2.3), необходимо иметь разность (Яа— 1)> т. е. инверсию заселенностей, как можно большей. Объем V должен быть как можно меньше или же, если рассматривать отношение инверсии к объему, то достаточно большой должна быть плотность инверсии. Множитель V следовало бы иметь как можно меньше, но поскольку в каждом случае желательно получить генерацию света на определенной длине волны, величина фиксирована и не может быть изменена. Однако мы видим, что с увеличением частоты становится все более трудным обеспечить выполнение порогового условия генерации, что делает чрезвычайно сложным создание рентгеновского лазера. Как ширину атомной линии так и спои- [c.39]

В связи с многочисленными приложениями лазеров очень желательно, конечно, было бы иметь лазеры с очень короткими длинами волн. Лазеры рентгеновского и гамма-диапазонов пока еще не созданы. Возможными активными средами могли бы быть возбужденные ядра атомов, которые могут испускать гамма-лучи. Для решения проблемы резонатора предложен принцип распределенной обратной связи. Поскольку в пороговое условие генерации (2.3) входит величина реализация таких лазеров, по-видимому, будет очень трудной задачей. [c.63]

Покажите, что условие (4.2) идентично пороговому условию генерации (2.3). [c.84]

Суть метода модуляции добротности заключается в следующем. Если убрать одно из зеркал, то фотоны будут иметь очень короткое время жизни в активной среде. Даже при очень интенсивной накачке пороговое условие генерации не может быть выполнено и лазер генерировать не будет. Поскольку в процессе лазерной генерации инверсия падает, в отсутствие зеркала можно достичь очень большой инверсии, пока нет генерации. Если затем резко поставить зеркало в его правильное положение, начнется генерация с с очень большой начальной инверсией. Так как в уравнении (4.12) разность 0 Х —2 и очень велика, можно ожидать экспоненциального лавинообразного нарастания числа фотонов п, т. е. должен испускаться гигантский импульс. Энергия в импульсе и его ширина будут ограничены, согласно (4.11), большим числом фотонов п в последнем члене этого уравнения, который уменьшает инверсию. Этим в соответствии с (4.12) будет замедляться увеличение числа [c.88]

Для вывода порогового условия генерации на определенной моде мы приравнивали потери в резонаторе усилению в активной среде. При таком подходе добротность резонатора, включающая как отрицательные потерн (усиление), так и положительные, бесконечна. Это означает, что спектральная линия активной моды бесконечно узка (т. е. представляет собой дельта-функцию). Если возвратиться к процедуре вывода выражения для добротности (или же ширины спектральной линии) пассивного резонатора [c.29]

Пороговые условия генерации 28, 33, 240, 262 Постоянная затухания 79, 115, 240 [c.405]

Населенности уровней / и 2 генерирующей трехуровневой системы не зависят от интенсивности накачки (см. рис. 35.6,2,3), а определяются пороговым значением интенсивности накачки н ак. Действительно, в условиях генерации [c.279]

Активная среда Р. л.— высокононизиров. плазма с электронной темп-рой от неск. сотен эВ до неск. кэВ, создаваемая при облучении мишени (напр., тонкой фольги из селена и иттрия) мощными лазерами видимого и ИК-диапазонов. Плазменное образование имеет длину в неск, см (0,5—5 см) и поперечный размер 0,01 — 0,1 см. Плазма создаётся, как правило, фокусировкой излучения либо 2-й гармоники N<1 УАО-лазера (см. Твердотельным лазер), либо излучения СОг-лазера, имеющих энергию излучения 1 кДж и длительность импульса генерации 0,1 — 10 нс. Энергия, необходимая для создания иона заданной кратности, и плотность атомов активного элемента в мишени определяют плотность энергии лазерного излучения накачки, необходимую для создания активной среды. Пороговые условия генерации Р. л. определяют мин. значения плотности ионов в плазме. Если длина поглощения генерируемого рентг. излучения больше длины активной области Ь кристалла, то пороговое условие генерации имеет вид [c.365]

Рассмотрим сначала пороговое условие генерации лазера. Предположим, что в момент времени = 0 в резонаторе вследствие спонтанного испускания присутствует некоторое небольшое число фотонов Qi. При этом из уравнения (5.186) следует, что для того, чтобы величина q была положительной, должно выполняться условие VaBN > 1 /тс. Следовательно, генерация возникает в том случае, когда инверсия населенностей N достигнет некоторого критического значения N , определяемого выражением [c.246]

Остановимся теперь на влиянии разъюстировки пучков накачки 5 на пороговые условия генерации в случае однозеркального линейного резонатора, т.е. положим / 2 = О в (3.116). Тогда, учитывая малость допустимых разъюстировок, легко получить выражение для порогового условия [c.106]

Из порогового условия генерации в линейном резонаторе следует, что при стремлении к нулю коэффициента отражения каждого из зеркал резонатора R -> О требуемое для самовозбуждения колебаний усиление стремится к бесконечности. Однако, если при = О в устройство введена световая волна с интенсивностью, превьппающей определенный пороговый уровень, в нелинейной среде записывается соответствующая решетка и устанавливается самоподдерживающийся стацшнарный режим генерации. [c.137]

Лазер с одним обращающим зеркалом. Первый среди реализованных ФРК-лазеров [55, 57] содержал четырехволновое обращающее зеркало на кристалле BaTiOs с двумя встречными пучками накачки и обычное зеркало. Пороговые условия генерации в этом случае получаются из условия, что коэффициент отражения обращающего зеркала должен настолько превысить единицу, чтобы скомпенсировать потери при отражении от обычного зеркала [c.154]

Рассмотрим вначале пороговые условия генерации. Их легко получить из выражений (3.163), (3.164), полагая, что однопроходовое усиление должно скомпенсировать потери на пропускание зеркал резонатора. Если произведение интенсивностных коэффициентов отражения всех зеркал резонатора равно R = R1R2R3, получим [66] [c.167]

С другой стороны, соотношение (5.2) показывает, что для лазера рассматриваемого типа существует абсолютный порог по соотношению интенсивностей накачки вне определенного интервала значений г пороговое условие генерации не может быть вьшолнено ни при каких значениях 7 /. Этот интервал определяется следующим образом [5] [c.175]

Запуск лазера не требует специальных мер, кроме синхронизации времени накачки активной среды и нелинейного элемента. При выполнении пороговых условий генерация стартует с затравочного когерентного рассеяния пучков накачки вспомогательного лазера, которое усиливается в активной среде. Каждая частота накачки автоматически является собственной частотой ОВФ-резонатора, и на ней возникает генерация при выполнении пороговых условий. Кроме того, возможна генерация и на дополнительных частотах w ,- w2 / 4i (w2= 1, 2, 3,. ..), если они попадают в полосу усиления обращающего зеркала и для них выполнены пороговые условия с jnieTOM конкуренции мод. Внутрирезонаторные фазовые возмущения скомпенсированы только в njniKe / вых> выходящем сквозь обычное зеркало 3i, и остаются в пучке выходящем сквозь обращающее [c.191]

Еще более независимыми является само стартующий самонакачиваю-щийся гибридный лазер (рис. 6.1 г) [2], в котором начальная генерация развивается при открытом затворе ЗТВ между 3i и вспомогательным зеркалом 3s, образующими обычный резонатор. После достижения пороговых условий генерации в ОВФ-резонаторе затвор закрывается за время At[c.191]

После создания обращающего зеркала генерация лазера продолжалась и при прерьшании сигнального пучка. При этом обращающее зеркало продолжало существовать более продолжительное время, чем время релаксации записанных в нелинейной среде голографических решеток, ответственных за возникновение обращенного пучка (время релаксации указанных решеток составляло примерно 30 мкс). Когда пороговое условие генерации еще выполнено, а сигнальный пучок прерван, обращающее зеркало поддерживается за счет отражения от зеркала Зг пучка, рожденного при дифракции пучков накачьси на записанных ранее решетках. [c.212]

Возбуждение в активном резонаторе того или иного типа колебаний определяется выполнением порогового условия генерации (1.1). Различные типы колебаний характеризуются разной величиной дифракционных потерь, разным положением резонансных частот в спектральном контуре усиления. Поля собственных волн резонатора по-разному согласуются с пространственным распределением усиления в активной среде. Все эти обстоятельства создают неодинаковые условия для возбуждения различных мод и ограничивают модовый состав излучения конкретного активного резонатора. На возбуждение типов колебаний существенно влияют эффекты межмодовой конкуренции. [c.15]

Таким образом, условие инверсии (Адг21>0) обеспечить тем легче, чем жестче выполняется требование 32> 21 и в пределе А/22 1-> N при Л2г О, т. е. чем больше время жизни состояния 2 при фиксированной вероятности безы-злучательного перехода. Однако с уменьшением величины Л21 падает и 21. Согласно (7.15), для конкретного резонатора пороговые условия генерации могут быть выполнены, если [c.59]

Из вышеизложенного ясно, что достоинства лазеров с управляемым при помощи ПМС распределением генерируемого излучения заключены отнюдь не в их энергетической эф ктивности (как раа эта характеристика является их слабой стороной), а в информационных возможностях. Примером последних является внутрирезонаторное считывание информации со светоадресуемого ПМС с повышением контраста действительно, при малоконтрастном изображении на ПМС возможно выбрать такие условия усиления в активной среде что для областей, содержащих изображение, будет выполняться пороговое условие генерации, а для прочих областей ПМС — нет. [c.194]

Центральная частота излучения лазера с селектором совпадает с частотой, на которой выполняется пороговое условие генерации, т. е. равенство коэффициента усиления a(v) потерям 7(v), Приравнивая эти величины, можно найти центральную частоту генерации. В том случае, когда ширина полосы усиления Avл значительно превышает бvp (бvp<0,15Avл), частота генерации совпадает с частотой минимума потерь VI, а пороговый коэффициент усиления возрастает, отслеживая форму линии усиления. При увеличении бvp (бvp O,lAvл) частота генерации перестает быть линейной функцией частоты настройки (минимума потерь). Происходит затягивание частоты в сторону максимума коэффициента усиления. [c.231]

Передемпфированное движение частицы 194 Перемежаемость 216 Пичковый режим 227 Поляризация среды 114 Поперечное электрическое поле 114 Пороговое условие генерации 39 Предельный цикл 220 Преобразование Фурье 270 Приближение вращающейся волны 127 [c.345]

До сих пор мы ограничивались рассмотрением пороговых условий генерации лазера, которые мы получили, приравнивая усиление за проход активного вещества к потерям в резонаторе. Теперь возникает вопрос, что же происходит, когда инверсная на селеыность продолжает возрастать дальше и усиление для одной вз мод в активной среде превышает потерн Получе1шые нама выражения для усиления в этих условиях предсказывают беспредельное возрастание интенсивности излучения. Ясно, что на практике этого произойти не может. Когда достигнута определенная нитепсивпость поля, усиление должно уменьшаться или насыщаться, сравниваясь с потерями в резонаторе. [c.34]

Отражение света, происходящее из-за нелинейности среды и пространственного периодического изменения амплитуды поля, позволяет расширить наши представления о воз1 южных способах реализации положительной обратной связи в квантовых генераторах. До сих пор мы полагали, что положительная обратная связь между полем излучения и активной средой, необходимая для превращения усиливающей системы в автоколебательную (см. 225), осуществляется с помощью зеркал, отражающих волны обратно в резонатор. Рассмотренное выше нелинейное отражение света служит физической основой для иного способа реализации положительной обратной связи, применяющегося в некоторых лазерах. Пусть кювета К представляет собой активную среду (см. рис. 41.3). В направлении оси л имеет место периодическая неоднородность среды за счет нелинейных эффектов. Интерферирующими пучками / и //, создающими оптическуро неоднородность, могут быть пучки возбуждающего излучения. Следовательно, в данном случае отражение будет происходить в результате модуляции коэффициента усиления активной среды. Спонтанное излучение среды, испущенное в направлении оси х, будет отражаться от неоднородности и возвращаться в активную среду, что и соответствует обратной связи. Для некоторых частот обратная связь будет положительной, и при выполнении пороговых условий возбудится генерация излучения в направлении оси х. [c.828]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...