Лазер идеализированный

Кроме такой неопределенности в значениях оптимальной температуры Тп, обусловленной температурным ходом термооптических характеристик, на практике она дополнительно несколько размывается отклонениями в реальном распределении температуры от принятого нами идеализированного параболического закона. Например, в выражении для П2г, ф для цилиндрического элемента (в формуле 1.39) член Q/2 обязан своим происхождением тому обстоятельству, что средняя величина ТЦ) в выражении (1.27) есть Г( ) = ЛГ (1— /2). При наличии в распределении температуры неквадратичных членов усреднение по даст при них коэффициенты, отличающиеся от 1/2, и даже при Р = 0 условие равенства нулю термооптических искажений не будет таким, как Р Q/2 = 0. Эта формула отражает условие малости искажений в активных элементах, работающих в стационарном температурном режиме, так как при этом отклонения температурного распределения от параболического незначительны (см. п. 1.1), но она не может быть критерием малости для режима одиночных вспышек и для переходных режимов работы лазера. [c.62]

От статистических характеристик первого порядка для теплового излучения, являющегося типичным примером света, наиболее часто встречаемого на практике, мы теперь перейдем к более трудной задаче моделирования свойств света, генерируемого лазером. Задача оказывается трудной не только из-за сложного характера физического принципа действия даже простейшего вида лазера, но также из-за громадного разнообразия типов существующих лазеров. Ни одна из моделей не позволяет надеяться точно описать статистические свойства лазерного света во всех возможных случаях. Лучшее, что мы можем сделать,— это предложить модели, которые описывают лишь определенные, идеализированные свойства лазерного света. [c.138]

Предельно идеализированной моделью лазера является чисто монохроматический генератор излучения известной амплитуды 5, известной частоты vo и фиксированной, но неизвестной абсолютной фазы кр. Действительнозначное представление такого сигнала, предполагаемого линейно-поляризованным, имеет вид [c.139]

Идеализированное выражение для (нормированной) спектральной плотности мощности газового лазера, генерирующего N аксиальных мод равной интенсивности, имеет вид [c.219]

Предельные КПД лазеров на неодимовом стекле. Для определения условий, обеспечивающих наибольшие значения КПД лазеров на неодимовом стекле, используется численное моделирование. Начнем с режима свободной генерации. Остановим выбор на системе накачки вида И (см. рис. 2.17), предполагая практически полное отсутствие вредных потерь энергии излучения в ее элементах в стенках лампы, в активной среде 1 10 см ), в диффузном отражателе (/ д5 0,98) и т. д. Относительно лампы вначале будем предполагать, что при всех рассматриваемых уровнях накачки разряд в ней квазистационарный и плазма, соответственно, полностью заполняет внутренний объем лампы. При этом, согласно расчетам, потери энергии на стенку лампы оказываются небольшими (7ст 15 %) (см. 2.1 и рис. 2.26). Рассмотрим два случая 1) на оболочку лампы нанесено селективно отражающее покрытие с идеализированной спектральной характеристикой / =1 для Х<400 нм [c.110]

Таким способом можно, в частности, охватить следующие важные типы полей излучения описанное в разд. 1.22 хаотическое излучение, излучение идеализированного лазера (при подходящих условиях это излучение приближенно моделируется излучением лазера при значительном превышении порога), а также суперпозицию этих двух излучений, создаваемую лазером при не слишком большом превышении порога. Соответствую- [c.154]

В п. 3.152 мы производили оценки для идеализированного лазерного света, т. е. считали фазу фр постоянной. Теперь мы рассмотрим влияние когерентных свойств в реальном лазере. Это означает учет фазовых флуктуаций в явном виде, но флуктуации амплитуды, напротив, приниматься во внимание не будут (ср. п. 3.124). При этих предположениях дифференциальные уравнения (3.15-5а, б) уже не могут быть решены в замкнутой форме. Однако можно найти численные решения, если предположить, что фазовые флуктуации являются медленными по сравнению с временными коэффициентами усиления vo. Это условие можно выразить неравенством [c.470]

Анализ работы идеализированной квантовой системы с тремя уровнями энергии (на примере рубинового лазера). Рассмотрим идеализированную квантовую систему, где Е , Е я Е Е <С < 2 < Ез) — уровни энергии, N , N2, N3 — населенность уровней (объемная), Тд == 5-10" сек — время нахождения на уровне 3, определяется тепловой релаксацией частиц с уровня 3 на уровень 2, Тз = 3-10- сек — время жизни на уровне 2, определяется спонтанным переходом частиц на уровень 1. В установившемся состоянии каждому фотону накачки, подаваемой на частоте Vjg, соответствует один излучаемый фотон на частоте V21- [c.433]

Этот пример показывает, в каком идеализированном смысле необходимо рассматривать условия когерентности. Мы не можем ожидать, что корреляционные свойства полей, излучаемые реальными источниками, будут подчиняться условиям когерентности в неограниченной области пространства (хотя для полей лазеров эти условия выполняются, как известно, на протяжении десятков тысяч километров). [c.137]

Детальное исследование показывает, что лазер со сферическими зеркалами в какой-то мере эквивал нт н точечному источнику, излучающему сферическую волну (рис. 1.7). Однако в отличие от такого идеализированного источника в лазере излучается сложная волна гауссов пучок), амплитуда которой максимальна [c.32]

Для объяснения процесса накачки и создания инверсной заселенности уровней рассмотрим идеализированную схему энергетических уровней, изображенную на рис. 88. Индуцированное излучение с частотой vj, 2 в твердотельных лазерах образуется при переходе атомов с уровня 2 на уровень 1. Широкая зона 3 является вспомогательной и используется для создания инверсной заселенности. Конечная ширина этой зоны дает возможность использовать при возбуждении излучение с широким спектром. Возбужденные атомы быстро переходят с уровня 3 на уровень 2, причем этот переход происходит безызлучательно. При отсутствии воздействия внешнего стимулируюш его излучения возбужденные атомы переходят с уровня 2- в основное состояние спонтанно с излучением когерентного света. [c.128]

Другим предельным случаем служит идеализированный лазер, который в предположении постоянной фазы (аргумент комплексного числа а) характеризуется оператором плотности а><а , а его квазивероятностью является двумерная дельта-функция б (а —р) [ср. уравнение (1.31-256)]. В смысле данного в разд. 1.33 определения когерентности это излучение следует рассматривать как полностью когерентное. Если отказаться от предположения о стабилизированной фазе и допустить равномерно распределенные фазы, то [c.454]

Хорошо известно, что материальные уравнения линейной электродинамики, которая описывает гармонические волны, распространяюш иеся в среде без искажений, и где имеет место принцип суперпозиции, являются приближенными. Так, линейное соотношение между поляризацией и напряженностью электрического поля Р = хЕ получается при простейшем классическом расчете на основе идеализированной модели гармонического осциллятора при более общем квантовом рассмотрении линейная связь между поляризацией и полем соответствует первому приближению теории возмущений. Степень пригодности указанных приближений зависит в первую очередь от соотношения между амплитудой поля световой волны и характерным внутренним полем Во, определяющим силы связи, действующие на оптический электрон в среде. Поле Ео связано с потенциалом ионизации / и характерным расстоянием а (на котором поле обеспечивает связь) соотношением еЕоа = 1. Для атома водорода это поле 0 = 5 10 в см. Для конденсированных сред величина Ео меньше, и, в частности, для полупроводников с относительно небольшой шириной запрещенной зоны Ей 10 в СМ сравнимую с последней величиной напряженность поля нетрудно получить при фокусировке пучка современного мощного лазера. Поэтому для описания оптических эффектов в таких полях линейное материальное уравнение должно быть замене- [c.5]

Сильная зависимость интенсивности гармоники от рассотласо вания фазовых скоростей, т. е. от величины 8м — 8в и от толщ ины (1 затрудняет точное количественное определение нелинейной восприимчивости с помощью выражений (6.7) или (6.8) и (6.17) или (6.18) и экспериментального наблюдения генерации гармоиики в пластине. Эту трудность можно обойти, если наблюдать гармонику, отраженную от одной границы нелинейной среды. Примем в соотношениях, приведенных в 6, 8т = 8м, что соответствует согласованию показателей преломления нелинейной пластины и линейной среды. Для экспериментальной реализации условий, эквивалентных идеализированной задаче об отражении от полубесконечной среды, можно применить простой метод — сделать вторую поверхность диффузной и поглощающей или вырезать ее под углом к передней поверхности. Можно использовать также полностью отраженный луч с основной частотой, который генерирует гармоники на расстоянии, равном глубине проникновения, т. е. порядка нескольких длин волн, как показано 5. В любом случае нужно еще совершенно точно знать распределение интенсивности падающего лазерного луча во времени и в поперечном сечении. После проведения абсолютной калибровки можно таким образом измерить нелинейную восприимчивость любого образца, если сравнить интенсивность отраженной от него гармоники с интенсивностью гармоники, генерируемой нелинейным стандартным образцом, через который проходит тот же луч лазера. [c.377]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...