Импульса уширение

Начальная частотная модуляция также может приводить к существенным изменениям спектров импульсов, уширенных вследствие ФСМ. Это иллюстрируется рис. 4.5, где показаны спектры гауссовского импульса с положительной и отрицательной частотными модуляциями (С = + 5 в уравнении (3.2.23)) при таких же условиях, что и на [c.84]

Следует подчеркнуть, что указанное преобразование зарегистрированных сведений осуществляется чрезвычайно быстро. Минимальное время,необходимое для восстановления изображения, можно оценить с помощью следующих рассуждений. Пусть просвечивающая волна представляет собой световой импульс с длительностью т. Импульс ограниченной длительности можно рассматривать как набор монохроматических волн, причем спектральная ширина импульса бv, согласно изложенному в 21, связана с т универсальным соотношением бvт = 1. Голограмма, будучи, по существу, дифракционной решеткой, произведет спектральное разложение импульса, и изображение каждой точки предмета будет соответствующим образом расширено. Для того чтобы такое уширение практически не было заметным, спектральная ширина импульса должна быть меньше интервала частот, разрешаемого голограммой-решеткой (см. 50). На основе высказанных соображений легко показать, что длительность импульса должна удовлетворять условию [c.268]

Причем мы воспользовались соотношением (234.5) и ввели ширину спектра До) импульса до его входа в нелинейную среду. В соответствии с (234.10) нелинейное уширение Ао),, значительно превосходит исходную ширину Ао), если Аф 2я. [c.832]

До сих пор не принималась во внимание ограниченность поперечных размеров реальных пучков, и тем самым предполагалось, что на интересующих нас толщинах среды I > /ф з ни самофокусировка, ни дифракция еще не проявляются. Если самофокусировка и дифракция точно компенсируют друг друга, то поперечное распределение амплитуды импульса не изменяется по мере его распространения в среде, т. е. собственно к этому случаю и относятся сделанные выше выводы. Если значение мощности превышает пороговое, даваемое соотношением (232.4), то поперечное сечение пучка уменьшается благодаря самофокусировке, и уширение спектра будет протекать более сложным образом. Качественно ясно, что увеличение амплитуды поля, сопровождающее самофокусировку, вызовет еще большее уширение спектра. Следует иметь в виду, однако, что при огромной концентрации энергии, имеющей место в случае сильно развитой самофокусировки, эффективно протекает и ряд других нелинейных процессов — вынужденное рассеяние. Мандельштама—Бриллюэна, вынужденное комбинационное рассеяние и др. [c.832]

Эффект Ф. э. является следствием динамики квантовых переходов в среде в условиях неоднородного уширения резонансной спектральной линии (см. Уширение спектральных линий) и по своей природе аналогичен спиновому эху Рассмотрим поведение резонансного отклика среды при последовательно.м воздействии на неё двух импульсов излучения (рис. 1) с частотой О), близкой к частоте [c.354]

Вычислив разность населенностей, образующуюся благодаря насыщению при облучении световым импульсом, с помощью выражения (2.86) можно получить соответствующий коэффициент поглощения среды для однородно уширенной линии. Для светового импульса, который является соответственно медленным или быстрым по сравнению с т, значение а дается выражением (2.141) [причем / = /(/)] или [c.77]

ЭТОМ форма линии поглощения для различных значений /(v) изменится так, как показано на рис. 2.19. Мы видим, что с увеличением /(v) в линии поглощения образуется провал на частоте v. Ширина этого провала того же порядка, что и ширина отдельных линий поглощения, представленных на рис. 2.18 в виде штриховых кривых, т. е. порядка ширины однородно уширенной линии. Аналогичные соображения применимы и к рассмотрению не поглощающего, а чисто усиливающего перехода. В этом случае действие насыщающего пучка будет выражаться в образовании провалов, но в контуре линии усиления, а не поглощения. Заметим также, что подобные рассуждения могут быть применимы при исследовании поглощения и насыщения усиления, вызванного световым импульсом достаточно высокой интенсивности. [c.80]

После этого предварительного рассмотрения АМ-синхронизации мод можно исследовать физические явления, которые определяют длительность импульсов в режиме синхронизации мод. В зависимости от того, однородно или неоднородно уширенной является лазерная линия, эти явления оказываются совершенно различными. В случае неоднородно уширенной линии и при значительном превышении над порогом полоса генерации Av ген стремится занять всю шири-ну лазерной линии Avo-Предполагая, что амплитуды мод имеют гауссово распределение, из выражения (5.116) получаем [c.314]

В случае однородно уширенной линии спектр генерации, как показано в разд. 5.3.5.1, стремится сосредоточиться в узкой области около центральной частоты vq. При этом ширина спектра генерации и, следовательно, длительность импульса лазера определяются другим физическим механизмом. Обращаясь к рис. 5.41, предположим, что лазерный импульс конечной длительности проходит через модулятор в момент времени tm, соответствующий минимуму потерь. Выходящий из модулятора [c.314]

Как мы уже отмечали, основные переходы иона Nd + —это переходы, совершаемые тремя электронами, принадлежащими оболочке 4/. Эти электроны экранируются восемью внешними 5s-и 5р-электронами, Соответственно уровни энергии в стекле с неодимом в основном располагаются так же, как и в кристалле Nd YAG. Поэтому и наиболее интенсивный лазерный переход имеет длину волны % ж 1,06 мкм, Однако в стекле из-за неоднородного уширения, обусловленного локальными неоднородностями кристаллического поля стеклянной матрицы, линии лазерных переходов намного шире. В частности, основной лазерный переход с Х=1,06 мкм примерно в 30 раз шире, поэтому максимальное сечение перехода приблизительно в 30 раз меньше, чем в кристалле Nd YAG. Разумеется, более широкая линия благоприятна для работы в режиме синхронизации мод, в то время как меньшее сечение необходимо для импульсных высокоэнергетических систем, поскольку пороговая инверсия для паразитного процесса УСИ (усиление спонтанного излучения) [см. (2.153)] соответственно увеличивается. Таким образом, по сравнению с Nd YAG в стекле с неодимом до включения УСИ может быть запасено в единичном объеме больше энергии. Наконец, поскольку полосы поглощения в стекле с неодимом также много шире, чем в кристалле Nd YAG, а концентрации ионов Nd + обычно вдвое больше, эффективность накачки стержня из стекла с неодимом приблизительно в 1,6 раза больше, чем в стержне из Nd YAG тех же размеров (см. табл. 3.1). Однако наравне с этими преимуществами стекла с неодимом по сравнению с кристаллом Nd YAG стекло обладает весьма серьезным ограничением, связанным с его низкой теплопроводностью, которая приблизительно в десять раз меньше, чем в Nd YAG. Это существенно ограничивает применения лазеров на стекле с неодимом импульсными системами при небольшой частоте повторения импульсов (с 5 Гц), чтобы избежать проблем, связанных с нагревом стержня. [c.338]

В, — на заднем фронте. Заметим теперь, что в соответствии с рис. 8.13,6 несущая частота импульса со вблизи точки А будет ниже, чем в точке С, где частота примерно равна oq. В то же время несущая частота импульса вблизи точки В будет выше, чем в С. Поскольку мы считаем, что волокно обладает положительной дисперсией групповой скорости, часть импульса вблизи точки А будет двигаться быстрее, чем часть импульса вблизи точки С, а последняя в свою очередь будет двигаться быстрее области вблизи точки В. Отсюда следует, что при распространении по волокну центральная часть импульса будет растягиваться. При помощи тех же соображений можно показать, что фронты импульса будут не растягиваться, а обостряться, так как в этих областях смещение частоты отрицательно. Поэтому истинная форма импульса как функция времени в данной точке z будет такой, как показано на рис. 8.13, а штриховой кривой. Соответствующая зависимость смещения частоты показана штриховой кривой на рис. 8.13,6. Из рис, 8.13, а мы видим, что из-за уширения, обусловленного дисперсией групповой скорости, пиковая интенсивность импульса, указанного штриховой кривой, меньше, чем для сплошной кривой. Заметим также, что поскольку параболическая часть импульса распространяется теперь на более широкую область вблизи пика, положительное линейное смещение частоты распространяется на большую часть импульса. Установив эти общие особенности взаимодействия процессов фазовой самомодуляции и дисперсии групповой скорости, мы можем показать, что если длина волокна достаточно большая, то на выходе волокна, показанного на рис, 8,12, форма импульса и смещение частоты будут изменяться во времени так, как изображено на рис, 8,14. а и б. Заметим, в частности, что положительное смещение частоты теперь линейно во времени на протяжении большей части импульса. Соответствующий спектр мощности этого импульса приведен на рис, 8,14, б. Заметим, что благодаря фазовой самомодуляции ширина спектра 50 см ) заметно превышает первоначальную ширину [c.520]

Отсюда мы видим, что уширение импульса в усилителе должно уравновешиваться сужением импульса в модуляторе. Выражение (В.26) показывает также, что Г в этом случае является вещественной величиной, так что в соответствии с (В.4) имеем [c.540]

Регистрация быстропротекающих процессов. Метод ЯМР-спектроскопии обладает тем несомненным преимуществом, что измерения можно выполнить за очень короткий промежуток времени — порядка величины времени релаксации (от единиц до сотен микросекунд). Воздействия типа ударных давлений и т. п. фиксируются по изменениям неоднородно уширенных линий ЯМР способом спинового эха. Величины импульсов и интервалы между ними подбирают экспериментально для конкретного вида спектра ЯМР по следующим условиям [13.31] [c.194]

Ограниченная длительность лазерного импульса приводит к существованию некоторой конечной полосы частот или, что эквивалентно, полосы длин волн, В силу линейности уравнений Максвелла распространение лазерного импульса в линейной среде можно описывать с помощью соответствующей линейной комбинации плоских волн с различными частотами. Однако при распространении лазерного импульса в диспергирующей среде, в которой фазовая скорость зависит от частоты, возникает ряд новых особенностей. Так, различные частотные составляющие волны распространяются с различными скоростями и стремятся изменить относительные фазы. Это приводит, как правило, к уширению лазерного импульса при его распространении через диспергирующую среду. Кроме того, скорость переноса энергии лазерным импульсом, распространяющимся в диспергирующей среде, может существенно отличаться от фазовой скорости. Данный вопрос является непростым и требует более детального исследования. [c.22]

Мы видели, что лазерный импульс, распространяющийся в диспергирующей среде, будет сохранять свою форму, если справедливо приближение (1.5.2). В случае когда следующим членом более высокого порядка ( /2)(d /dk (k - kf) нельзя пренебрегать, форма импульса не будет больше оставаться неизменной и в общем случае ширина импульса будет увеличиваться в процессе распространения. Уширение импульса можно понять, если заметить, что групповая скорость может различаться для каждой частотной составляющей лазерного импульса (дисперсия групповой скорости). Если спектральная ширина импульса равна Ак, то разброс в групповых скоростях имеет величину порядка [c.26]

При распространении импульса следует ожидать его уширения в пространстве на величину порядка Av t. Вопрос об уширении импульса мы еще раз рассмотрим в разд. 2.5 и задаче 1.9. [c.26]

УШИРЕНИЕ ИМПУЛЬСА В СТЕКЛОВОЛОКНАХ [c.53]

Если ширина линии излучения источника Дш превышает т выражении (2.5.20) следует заменить Дсо на Дсо . Таким образом, уширение импульса обусловлено зависимостью групповой скорости от со, т. е. дисперсией групповой скорости. [c.54]

Дисперсия групповой скорости (т. е. зависимость от со), приводящая в соответствии с (2.5.31) к уширению импульса, обусловлена двумя механизмами [c.57]

Из этого уравнения следует, что коэффициент уширения спектра приблизительно равен величине максимального набега фазы фма с-В случае супергауссовского импульса оценить Аю трудно из-за того, что его спектр негауссовский. Тем не менее если предположить, что Аю приблизительно равно Т , где T =TJm-время нарастания импульса, определяемое уравнением (3.2.24), то из уравнения (4.1.9) следует, что коэффициент уширения также равен максимальному фазовому набегу фмакс- ФСМ может значительно уширить спектр, так как можно достичь фмакс 100. В случае интенсивных сверхкоротких импульсов уширенный спектр может иметь ширину 100 ТГц и более [4] это явление иногда называют генерацией суперконтинуума. [c.80]

Для оценки по порядку величины численного значения нелинейного уширения спектра Ашнл можно заменить производную де 1д1 отнощением Аф к длительности импульса Т [c.831]

Анализируя самофокусировку, самодифракцию, уширение спектра импульса, мы пользовались выражением для показателя преломления [c.832]

В схеме разработанного в ВУГИ -[--кристаллического реле (рис. 1) предусмотрен стандартизатор формы импульсов (мультивибратор), введенный в схему для резкого увеличения энергии импульса по сравнению с величиной импульса, снимаемого в нагрузочной цепи счетной трубки, что достигается в основном за счет его уширения. [c.264]

Природа М. э. При испускании или поглощении у-кванта свободное неподвижное ядро приобретает импульс р = 1 /с, где — энергия у-кванта, и энергию поступат. движения R = pv2M, где М — масса ядра. В результате энергия испускаемых у-квантов оказывается меньше энергии ядерного перехода на величину Л резонансно поглощаются у-кванты с энергией, большей на ту же величину. Т. о., линии испускания и поглощения смещены друг относительно друга на 2Л. В газах за счёт теплового движения и Доплера аффекта происходит уширение у-линий на величину Д = 2у Лк7 и их небольшое перекрытие (рис. 1,д). Для [c.101]

Нелинейные оптич. методы быстрого управления фазой и техника компрессии сверхкоротких импульсов (техника фокусировки во времени) сыграли важную роль в получении предельно коротких, фемтосекундных (длительностью 10 с) световых импульсов, В основе методов лежит явление фазовой самомодуля-ции, приводящее к уширению спектра импульсов [см, ф-лы (35а) и (356)]. Для компрессии таких импульсов в случае > 0 необходима среда с аномальной дисперсией групповой скорости макс, коэф. сжатия импульса [см. (356)1 [c.304]

П, э. играет большую роль в квантовой электронике в нелинейной оптике ячейки с просветляющимся веществом используются для т, н. пассивной модуляции добротности и синхронизации мод лазеров, формирования коротких импульсов в лазерных усилителях и т. п. П, э. в газовых средах, помещённых в резонатор лазера а. обладающих доплеровски уширенной линией поглощения на частоте генерации, используется для стабилизации частоты и сужения линий генерации. В нели-нейной спектроскопии наблюдение П. а. в неоднородно уширенных линиях поглощения является ордт/i из методов регистрации спектров с высоким разрешением. [c.151]

Проявление фононной подсистемы рассматривалось выше только как фактор, определяющий уширение спектральных полос электронных переходов, или как источник линий фононных повторений электронных переходов, сопровождаемых поглощением или рождением оптич. фононов. Если при возбуждении фононов наводится дипольный момент, то эти колебания проявляются в спектрах ИК-поглощеняя (оптич. ветви). Колебания, меняющие поляризуемость, проявляются в спектрах комбинац. рассеяния. В кристаллах, обладающих центром инверсии, существует т. н. альтернативный запрет — одно и то же колебание может проявиться либо в ИК-спектре, либо в спектре комбинац. рассеяния света. По законам сохранения энергии и импульса в спектре поглощения проявляется не вся ветвь оптич. колебаний решётки, а узкий интервал вблизи критич. частоты. Если при поглощении света рождается один оптич. фонон, то частоты ИК-полос лежат в далёкой ИК-области. В молекулярных кристаллах частоты колебаний соответствуют внутримолекулярным колебаниям и имеют частоты от - 3500 см и ниже, т. е. полосы поглощения расположены в области от 2,7 мкм я ниже. Кроме того, имеются более слабые полосы, соответствующие возбуждению двух или более фононов или возбуждению неск. фононов одной частоты, полосы поглощения к-рых лежат в ближней ИК-области. [c.628]

Одним из наиб, эффективных лазерных устройств для генерации импульсов короче 100 фс является лазер на красителе со сталкивающимися импульсами [3 ]. В этой схеме применяется столкновение встречных СКИ в нелинейном быстрорелаксирующем поглотителе, к-рый обеспечивает взаимное сжатие импульсов за счёт совместного просветления поглотителя. Длительность импульсов, к-рые могут генерироваться в таком лазере, составляет 20—30 фс, при условии компенсации дисперсии групповой скорости (такая дисперсия определяется наличием в резонаторе зеркал, активной среды и насыщающегося поглотителя и приводит к уширению импульса) путём помещения в резонатор пары призм, к-рая при определённой их установке может давать отрицат. дисперсию. [c.280]

Если преобладает неоднородное уширение (Г Т ), то макроскопич, поляризация успевает затухнуть, прежде чем клаксирует когерентное возбуждение отд. излучателей, Тринципиально важно, что последний механизм затухания является обратимым. Под действием второго импульса длтельностью 2 Т2 фазы атомных осцилляторов меняют знак, вследствие чего после его окончания ( > з) расфазировка излучателей сменяется их фазировкой. Это означает, что если по окончании первого импульса разность фаз 5(р двух любых атомных осцилляторов увеличивалась с пост, скоростью Дш, равной разности их собств. частот, то после обращения фаз Вер убывает с той же [c.354]

Эффект СД бьш первоначально обнаружен в спиновых системах путем наблюдения зависимости времени дефазировки Тз от паузы г между возбуждающими импульсами в экспериментах с микроволновым эхом в работах Мимса и сотрудников [72]. Клаудером и Андерсоном [73] была предложена теория стохастического типа для обмснения эффекта СД в спиновых системах. Подход Клаудера-Андерсона лег в основу большинства последующих теоретических работ, посвященных теории СД как в спиновых системах [74-76], так и в оптических спектрах хромофоров [77-79]. В этих работах бьши получены формулы для временного уширения БФЛ. В данном параграфе мы рассмотрим динамическую теорию СД, т. е. теорию, основанную на использовании гамильтониана системы и правил квантовой механики для расчета вероятностей перехода. Эта динамическая теория дает ряд новых предсказаний, которые позволяют более полно описать явление СД. [c.269]

Поскольку обычно справедливо неравенство Avo/v = = (AvqL/2 ) 1, мы видим, что в случае однородного ушире-ния линии импульс имеет значительно большую длительность, чем в случае неоднородного уширения. В качестве заключительного замечания по этому вопросу укажем на то, что механизм сужения импульса, который изображен на рис. 5.41, в, не играет сколько-нибудь существенной роли в случае неоднородно уширенной линии, хотя, очевидно, действует и в этом случае. Действительно, длительность импульса в данном случае определяется обратной шириной линии, а основная роль модулятора состоит в осуществлении такого синхронизма между модами, на которых происходит генерация, чтобы лазерные импульсы проходили через модулятор в те моменты времени, в которые потери минимальны (рис. 5.41,а). [c.315]

В перпендикулярном оси резонатора направлении и охлаждается в соответствующем теплообменнике. Другой интересной характеристикой этих лазеров являются их относительно широкие полосы генерации ( 4 ГГц при р= атм благодаря столкно-вительному уширению). Таким образом в ТЕА-лазерах в режиме синхронизации мод были получены оптические импульсы длительностью менее 1 не. Помимо широкого использования TEA СОг-лазеров в научных приложениях они находят многочисленные применения в промышленности для обработки материалов в тех случаях, когда импульсный характер пучка дает некоторое преимущество (например, импульсная лазерная маркировка). [c.375]

Дисперсия групповой скорости. Как уже отмечалось выше, ушире-ние импульса (2.5.19), обусловленное многомодовым возбуждением, можно устранить при распространении одной моды, например моды /, т. Однако уширение импульса будет существовать и в этом случае из-за зависимости (и ), от частоты. Это уширение можно объяснить тем, что оптический импульс имеет спектральную ширину До , которая приводит к его расплыванию на расстоянии L на величину (см. задачу 1.9) [c.54]

На рис. 2.5 приведено реальное распределение показателя преломления в параболических волокнах на основе SiOj — В2О3 при п - 5-10 см . Рис. 2.6 иллюстрирует уширение оптического импульса после прохождения им расстояния около 2,5 км. Входной оптический импульс возбуждает большое число (I, т) мод, и уширение описывается выражением (2.5.19). Эти данные взяты из работы [8], в которой исследовано также влияние важного явления меж-модовой связи на уширение импульса. [c.57]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...