Интенсивность лазерного излучени

При повышении интенсивности лазерного излучения одновременно с плавлением будет происходить интенсивное испарение (кипение) материала. Часть вещества превратится в пар, вследствие чего на поверхности металла возникает лунка, начинается процесс формирования отверстия (рис. 18.3, б). [c.295]

Рассмотрим ряд особенностей возникновения и развития лазерной плазмы. Она образуется при фокусировке мощного лазерного излучения в газе, либо на поверхности твердого или жидкого тела. Интенсивность лазерного излучения, необходимая для образования плазмы, зависит от многих параметров (длины волны света, давления газа, сорта вещества, длительности лазерного импульса и т. д.), но всегда оказывается больше 10 Вт/см ., [c.102]

Согласно результатам экспериментальных исследований при интенсивности лазерного излучения, большей некоторого значения, амплитуда акустических импульсов резко возрастает. Это связано с тем, что начинает дополнительно действовать эффект испарения самого металла. Испаряющиеся частицы оказывают реактивное воздействие на поверхность [81 1. [c.67]

На практике часто используются качественные методы оценки плотности энергии и интенсивности лазерного излучения. Для твердотельных лазеров применяются обычная копировальная бумага (рабочим слоем к лазерному лучу) и экспонированная фотобумага. На копировальной бумаге остаются заметные следы при плотностях входной энергии порядка 1 Дж/см . Данный метод позволяет определять форму сечения луча в ИК области спектра. Для качественной оценки выходной энергии твердотельных лазеров можно сфокусировать луч на стопку бритвенных лезвий. Число поврежденных лезвий при этом приблизительно соответствует величине энергии в джоулях [143]. В табл. 8 приведены характеристики измерителей, выпускаемых отечественной промышленностью. [c.100]

При очень высоких интенсивностях лазерного излучения может иметь место вынужденное комбинационное рассеяние, при котором активное вещество выполняет роль усилителя бегущей волны. В этом случае может быть получено рамановское преобразование с высокой эффективностью. [c.219]

В случаях большой интенсивности лазерного излучения, особенно при импульсном режиме работы лазера, имеют место явления двухфотонного поглощения, состоящие в том, что молекула одновременно поглощает два фотона и переходит в энергетическое состояние, энергия которого равна сумме энергий двух падающих фотонов. Исследование спектров флуоресценции и поглощения подобных систем открывает новые возможности, которые были исключены при использовании обычного источника света. Так, если систему атомов или молекул освещать двумя лазерами, обеспечивающими излучения на частотах Vj и Vg, направленные навстречу друг другу, а частицы при этом перемещаются со скоростью v вдоль линии распространения лучей, то будут наблюдаться новые волны, одна с частотой Va (1 — v ) и другая с частотой (1 + vie). При достаточно высоких интенсивностях лазерных лучей двухфотонное поглощение приведет систему в состояние с энергией /г (vj + Vg) -+ ft (vj — v ) vie. Видно, что доплеровское уширение имеет [c.221]

Квантовые интерферометры на основе лазера с трехзеркальным резонатором. На рис, 137 приведена схема лазера с трехзеркальным резонатором. Зеркала I н 3 вместе с активной средой 2 образуют лазер. Изменение длины оптического пути либо за счет перемещения зеркала 4, либо за счет изменения характеристик среды между зеркалами 3 и 4 приведет к модуляции интенсивности лазерного излучения. [c.233]

Можно предположить, что аргоновые лазеры и лазеры на основе иттриево-алюминиевого граната найдут широкое применение в технологических процессах средней энергоемкости, а мощные СОз-лазеры займут особое положение. Установки на их основе вытеснят традиционное оборудование для резки, сварки, сверления отверстий, термообработки материалов и изделий в области тяжелого машиностроения. Здесь СО,-лазеры будут вне конкуренции. Простота управления интенсивностью лазерного излучения в сочетании с использованием современных средств программного управления позволит использовать лазерные установки в автоматизированных системах. [c.322]

Широкое применение найдут лазеры в научных исследованиях. Важной областью явится использование перестраиваемых по частоте лазеров для спектральных исследований с высокой чувствительностью и разрешающей способностью. Наличие мощных непрерывных и импульсных лазеров позволит более совершенно провести исследования в области взаимодействия излучения с непрозрачными средами, изучить нелинейные эффекты, возникающие при прохождении интенсивного лазерного излучения через оптически прозрачные среды. [c.323]

А. л,с, основана на эффекте нелинейного взаимодействия интенсивного лазерного излучения и оптич, среды. Мощное излучение накачки нарушает термо-динамич. равновесие н среде, наводит корреляции между образующими её частицами, возбуждает определ, внутр. движения в них и т, п., а более слабое зондирующее излучение выявляет наведённые возмущения и кинетику их затухания. [c.38]

М. и. характерна для взаимодействия интенсивного лазерного излучения с разреженными газами в плотных газах при давлениях от неск. торр и выше происходит лавинная ионизация (см. Лавина электронная). [c.165]

Линейный и циркулярный Ф. э., как и эффект увлечения, используются для создания безынерционных приёмников интенсивного (лазерного) излучения. В диэлектриках линейный Ф, э. является осн. механизмом оптич, памяти, т. к. он приводит к изменению показателя преломления, сохраняющемуся после выключения света и зависящему от его интенсивности. Это изменение вызывается замороженными электрич. полями, возникающими в результате перезарядки ловушек фототоками. [c.343]

Уникальные нелинейный оптич. свойства Ф. и их растворов открывают возможности их применения а качестве нелинейных оптич. элементов (удвоителей и утроителей частоты) в видимой области спектра, а также оптических затворов (пороговая интенсивность лазерного излучения. [c.380]

Опасное действие лазерного света зависит от интенсивности излучения и его длительности. Особенно высоких значений интенсивность лазерного излучения может достигать на сетчатке глаза вследствие фокусирующего действия хрусталика глаза. При этом энергетическая освещенность сетчатки зависит от углового размера источника излучения по отношению к глазу, а также от диаметра зрачка, который в свою очередь определяется средней — фоновой— освещенностью роговицы глаза. [c.100]

Для управления интенсивностью лазерного излучения изменяют длительность воздействия, площадь пятна нагрева (фокального пятна), выходную энергию. Скорость нагрева при лазерном излучении достигает 10 ° С/с, градиент температуры 10 ° С/см. Для пайки пользуются более мягким нагревом путем увеличения длительности излучения при постоянной энергии или изменения энергии в фокальном пятне. [c.216]

Изучение равномерности прокачки активных элементов осуществляется с помощью указанных в п. 3.2 методов измерения на различных участках поперечного сечения элементов интенсивности люминесцентного излучения, коэффициента усиления среды и интенсивности лазерного излучения в режиме свободной генерации. Эти измерения дают также качественную информацию о характере распределения тепловыделения по поперечному сечению активного элемента. [c.172]

V Интенсивность лазерного излучения. При увеличении мощности накачки увеличивается интенсивность лазерного излучения. Однако такое увеличение имеет предел. Это обусловлено тем, что по мере увеличения чггсла атомов в метастабпльном состоянии возрастают процессы спонтанного излучения, в результате чего, уменьшается инверсия налесснности, приводящая к уменьшению интенсивности излучения. Энергия излучения рубиновых лазеров по сравнению с газовыми больше и может достигнуть 10 Дж и более, что связано с большей концентрацией активных атомов в рубине, чем в газе. Из-за очень малой длительности излучения в рубиновых лазерах такая энергия создает мощность порядка 10 Вт/см . [c.388]

Возникновение лазерной плазмы в газе происходит в результате оптического пробоя. Пробой наступает, когда интенсивность лазерного излучения / достигает пороговой величины Еп, пропорциональной /со /(тро), где / — потенциал ионизации молекулы газа, (1) — частота излучения лазера, т — длительность импульса лазера (импульс предполагается прямоугольным), ро — начальное давление газа [29]. Для воздуха при атмосферном давлении в случае рубинового лазера порог оптического пробоя составляет —10 Вт/см , а в случае СОз-лазера — 10 Вт/см . Впервые явление оптического пробоя в газах исследовали Мейкер, Терхун и Сэвидж в 1963 г. [55]. Интересно отметить, что аналогичные процессы наблюдаются при меньших значениях величины Р в газе вблизи твердой преграДы (так называемой низкопороговый пробой) для СОг-лазера интенсивность излучения при этом может быть снижена до значения Енп 10 Вт/см2. Явление низкопорогового пробоя было впервые установлено А. М. Прохоровым с сотрудниками в 1973 г. [5]. [c.102]

Таким образом, процесс распространения волны поглощения вследствие теплопроводности аналогичен процессам медленного горения и детонации. Необходимо, однако, помнить, что при химическом горении в данной массе вещества может выделиться лищь ограниченное количество энергии, определяемое теплотворной спосоОностью горючего. В то же время в волне поглощения энерговыделение растет с ростом интенсивности лазерного излучения. Кроме того, горючее вещество может прореагировать только один раз, а плазма способна поглош ать энергию излучения при соответствующем теплоотводе сколь угодно долго. [c.105]

Дозвуковая радиационная волна возникает в случае, если ударная волна прозрачна для лазерного излучения, поглощаемого в плазме. Перемещение плазменного фронта в газе, движущемся за фронтом ударной волны, происходит благодаря радиационному механизму со скоростью, меньшей местной скорости звука. В результате этого волна поглощения лазерного излучения отстает от уходящей вперед ударной волны, а давление выравнивается по всему нагретому объему газа. Сверхзвуковая радиационная волна обычно приходит на смену светодетонационной при высоких значениях интенсивности лазерного излучения, когда радиационный механизм перемещения зоны поглощения лазерного излучения становится более эффективным по сравнению с гидродинамическим. В этом случае скорость радиационной волны превышает местную скорость звука в плазМе, вследствие чего фронт радиационной волны опережает ударную волну. [c.106]

При уменьшении потока интенсивности лазерного излучения уменьшаются температура и степень ионизации плазмы за фронтом ударной волны. По этой причине возрастает длина пробега излучения в плазме (толщина поглощающего слоя). По аналогии с теорией обычной детонации можно определить пороговое значение для интенсивности лазерного излучения, при котором еще возможен режим световой детонации. Естественно считать, что слой поглощающей плазмы за ударной волной расширяется не только в направлении движения ударной волны, но и в боковых направлениях. Отношение потерь энергии на боковое расширение к затратам на расширение в направлении движения ударной волны характеризуется отношением боковой поверхности цилиндрической зоны реакции 2лг1 к площади фронта яг , т. е. величиной //г. Волна световой детонации может существовать при условии, что /Сг. При радиусе светового канала г 10 -ь10 см длина пробега лазерного излучения становится сравнимой с г при температуре Т 20 000 К, чему соответствует пороговый световой поток / св 10 Вт/см2. При интенсивностях лазерного излучения ниже порогового режим световой детонации невозможен. Так как Рсв<.Рп, то режим световой детонации можно поддерживать меньшими световыми потоками, чем это требуется для первоначального создания плазмы и ударной волны. [c.111]

Рассмотрим установившееся движение плоской ударной волны навстречу лазерному излучению. Интенсивность лазерного излучения Р считаем постоянной. Газ перед волной неподвижен и характеризуется начальной плотностью частиц Л о- Тепловое излучение плазмы ионизирует слой газа перед фронтом светодетонационной волны. При значениях Го и Л о соответствующих светодетонационному режиму, начальная ионизация газа непосредственно перед фронтом равна aeг<10 . Пробег ионизующих квантов не превышает миллиметра, поэтому в нескольких миллиметрах от фронта газ вообще не ионизован. Температура электронного газа перед фронтом Те определяется равновесием между поглощением лазерного излучения и потерями энергии при столкновениях. В светодетонационном режиме для водорода, гелия и аргона величина Те равна Те -н2 эВ. Время от начала фотоионизации очередного слоя газа до прохождения фронта волны через этот слой порядка 10 с. Передачей энергии от электронов к атомам можно пренебречь (из-за большого различия в массах атома и электрона), поэтому для температуры атомов (и ионов) перед фронтом справедлива оценка Т < Те. [c.112]

С ростом интенсивности лазерного излучения Ро возрастают температура и степень ионизации плазмы в зоне поглощения. Одновременно возрастает и тепловой поток из плазмы в сторону разрыва. Перед разрывом образуется зона прогрева. При равновесной температуре плазмы за фронтом светодетонационной волны свыше 10 эВ возникает отрыв электронной температуры Те перед фронтом волны от температуры Т холодного газа. [c.114]

В поле мощного оптич. излучения в результате од-новрем. протекания процессов дифракции света на УЗ и генерации УЗ-волн вследствие электрострикции происходит усиление светом УЗ-волны, В частности, при распространении в среде интенсивного лазерного излучения наблюдается т, н, вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна, при к-ром происходит усиление лазерным излучением тепловых акустич. шумов, сопровождающееся нарастанием интенсивности рассеянного света. К оптоакустич. эффектам относится также генерация акустич. колебаний периодически повторяющимися световыми импульсами, к-рая обусловлена переменными механич. напряжениями, возникающими в результате теплового расширения при периодич. локальном нагревании среды светом. [c.46]

К. э. возникла в диапазоне радиоволн (длина волны генератора па молекулах NHg к—1,24 см). Однако дальнейшее развитие К. э. происходило в онтич. дна пазоне. Первоначально целью К. э. была генерация, а затем и усиление когерентного излучения. В дальнейшем изучение взаимодействия интенсивного лазерного излучения с веществом привело к развитию новых иаправленнй. Одним из них является изучение нелинейных процессов, сопровождающих распространение излучения в среде, показатель преломления к-рой [c.320]

Высокая направленность и интенсивность лазерного излучения позволяет измерять малое поглощение ( — 10 см 1). Широко применяются абсорбционные спектрометры на основе диодных лазеров (разрешение 10 M i), а также фурье-спектрометры (см. Фуръе спектроскопия). Для повыше]ШЯ контрастности резонансов и исследований нелинейных явлении поглощающую среду помещают внутрь резонатора лазера (см. Внутрире-зоиаторная лазерная спектроскопия). [c.555]

Др. важный пример — своеобразные нелинейные самовоздействия волн на поверхности металлов и полупроводников, приводящие к возникновению периодич. поверхностных структур (рис. 15). Возникают они самопроизвольно, когда интенсивность лазерного излучения оказывается достаточно высокой это связано с пространственно неоднородным нагревом поверхности. Необходимое для этого неоднородное попе является результатом интерференции падающей лазерной волны с полем поверхностной волны. При этом важную роль играет появляющаяся обратная связь, когда образовавшиеся периодич. структуры существенно влияют на УС.ЧОВИЯ рассеяния лазерного излучения в дпфрагиров. волны — возникают явления, имеющие много общего с вынужденным рассеянием. В разл. условиях могут возникать неустойчивости поверхност- [c.304]

Фокусируя мощный лазерный импульс линзой с фокусным расстоянием — 10 м, получают т. н. длинную искру — плазменный канал, не сплошной, но длиной до десятков метров (лазерная искра от короткофокусной линзы имеет размеры 0,1 — 1 см). Пробой газа в постоянном или СВЧ-поле существенно облегчается в присутствии интенсивного лазерного излучения. Это позволило создать хорошие разрядники с лазерным поджигом, направленный пробой, при к-ром обычный искровой разряд развивается вдоль светового канала и не обязательно ориентирован по вектору пост. поля. ОП сильно облегчается, если происходит вблизи поверхности твёрдых тел при этом пороговая интенсивность может быть на неск. порядков ниже — т. н. низкопороговый пробой. [c.449]

Хотя стеклянные волоконные С. первоначально разрабатывались в качестве линейной передающей среды для систем оптич. связи, оказалось, что они являются перспективным нелинейным материалом. Оптическая нелинейность в стеклянных волоконных С. возникает в результате зависимости показателя преломления п от интенсивности лазерного излучения I п = п + п 1, где пд — линейная часть показателя преломления при произвольно низких значениях интенсивности, не зависящая от интенсивности пЧ — нелинейная добавка, п. — коэф., величина к-рого для кварцевого стекла равна 3,2.10 см Вт. Малая величина п для кварцевого стекла показывает, что оно не является хорошим нелинейным материалом. Однако, когда стекло используется в виде волоконного С,, нелинейность может иметь большой аффект, что связано с малым сечением сердцевины одномодового волоконного С. 10 см . Это означает, что при введении в С. лазерного излучения мощностью 1 Вт интенсивность / 1 МВт/см , Такая высокая интенсивность сохраняется на больших длинах С. вследствие его низких ои-тич. потерь, обеспечивая длину взаимодействия высоко интенсивного излучения с веществом вплоть до неск. км. В результате в стеклянных волоконных С. эффективно протекают разнообразные нелинейные процессы при пороговых мощностях 1 — 10 мВт. [c.462]

Описание С. становится более сложным при сильной неравновесности процессов около поверхности, напр. при действии интенсивного лазерного излучения на пoгjtoщaю-щее твёрдое тело или при обтекании тела высокоскоростным газовым потоком. Унос массы кристаллич. или аморфных материалов (абляция) используется для тепловой зашиты космич. аппаратов при их входе в атмосферу. Лазерная абляция служит одним из способов получения тонких плёнок сложных соединений из массивных образцов, напр, оксидных высокотемперагурных сверхпроводников. [c.17]

Обычно для создания Ф, п. используются пары металлов первой и второй групп (Li, Na, Rb, s, Ва, Mg, Sr), поскольку излучение, соответствующее резонансным переходам атомов этих металлов, легко получается с помощью совр. перестраиваемых жидкостных лазеров. Обычно при создании и исследовании Ф. п. давление паров металла изменяется в диапазоне 0,1 —10 тор, давление буферного газа, в качестве к-рого используются инертные газы, составляет десятки тор. Интенсивность лазерного излучения, К рое фокусируется в пятно размером 0,1 см, составляет 10 —10 Вт/см . что сушественно превышает параметр насыщения для резонансного перехода. При этом заселённости осн. и резонансно возбуждённого состояний практически равны друг другу (с точностью до статистнч. весов состояний). При воздействии излучения указанной интенсивности на пары металла уже в течение 10 -10 с образуется Ф. п. со степенью ионизации, близкой к единице. Формирование Ф. п. происходит в результате сложной последовательности столкновительных процессов с участием возбуждённых атомов, гл. роль играют ассоциативная ионизация и ступенчатая ионизация атомов электронным ударом. [c.358]

Физ. Ф. ряда органич. веществ обусловлен поглощением света при переходе атомов или молекул из основного синглетного в возбуждённые синглетные или триплетные состояния. Изменение окраски в этом случае связано с изменением заселённости электронных уровней. Такой Ф. наблюдается при воздействии на вещество только мощных световых потоков. При высоких интенсивностях лазерного излучения проявляется т. н. многофотонный Ф., когда фотохромные превращения вещества происходят под действием света с частотой, гораздо меньшей частоты самого низкоэнергетич. электронного перехода. При этом сумма энергий квантов, участвующих в едином акте взаимодействия света с веществом, должна быть равна или больше разности уровней энергии, между к-рыми происходит электронный переход (см. Многофотонные процессы). Процесс двухфотонного Ф. наблюдался в жидких и твёрдых растворах спиропиранов и в поликристаллич. порошках замещённого салицилиденанилина. [c.363]

Происходящие при этом физические явления можно относительно просто описать, обращаясь к случаю пичковой генерации, представленной на рис. 5.24. Если предположить, что скорость накачки Wp = Wp t) имеет форму прямоугольного импульса, начинающегося при / = 0 и заканчивающегося при / = = 5 МКС, то излучение будет состоять лишь из первого пичка в изображенной на рисунке зависимости q(t), который возникает в момент времени около t = 5 мкс. Действительно, после генерации этого пичка инверсия будет уменьшена световым импульсом до уровня, который существенно ниже порогового и который не будет затем возрастать, поскольку накачка уже отсутствует. Таким образом, мы видим, что модуляция усиления по своему характеру аналогична пичковой генерации в лазере, рассмотренной в разд. 5.4.1. Заметим, что на практике временная зависимость накачки имеет вид колоколообразного импульса, а непрямоугольного. В этом случае мы будем считать, что максимум светового пичка соответствует спаду импульса накачки. Действительно, если бы максимум совпадал, например, с максимумом импульса накачки, то после генерации пичка оставалось бы достаточно энергии накачки, чтобы инверсия могла снова вырасти до значения выше порогового и, таким образом, в лазерной генерации появился бы второй пичок, хотя и меньшей интенсивности. Напротив, если бы число фотонов достигало максимума значительно позже на хвосте импульса накачки, то это означало бы, что накачка не была достаточно продолжительной, чтобы инверсия населенностей выросла до приемлемо высокого уровня. Из вышесказанного можно заключить, что для данного значения максимальной скорости накачки существует некоторая оптимальная длительность импульса. Если это максимальное значение увеличивается, то число фотонов нарастает быстрее и тогда необходимо уменьшить длительность импульса накачки. Можно также показать, что при увеличении максимальной скорости накачки возрастает максимальная инверсия и генерируется более короткий и интенсивный импульс. Для четырехуровневых лазеров типичные значения времени нарастания интенсивности лазерного излучения до своего пикового значения в зависимости от максимального значения скорости накачки могут составлять 5 Тс —20 Тс, где Тс время жизни фотона в резонаторе [c.304]

Выражение (12) для йопт с точностью до коэффициента совпадает с полученным методом возмущений характерным масштабом неоднородности, имеющей максимальный инкремент по z (см. [30] и 2.8). Наличие такого масштаба играет существенную роль при самофокусировке пучков со сложным амплитудным профилем, подчеркивая неоднородности размером аи Яопт- В результате самофокусирующиеся пучки оказываются неустойчивыми по отношению к поперечным возмущениям. В средах с 2 10 mVkBt (например, S2) для лазерного излучения с Х=1,06 мкм и интенсивностью 7d=100 МВт/см а пт 50 мкм. Увеличение интенсивности лазерного излучения приводит к уменьшению размера неоднородностей [c.87]

Крылов К И., Шарлай С. Ф., Альтшулер Г. Б. Управляемое интенсивным лазерным излучением отражение в нелинейной среде//Тез. VII-й всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике. — Ташкент. — 1974. — С. 574—577. [c.230]

Устойчивость этих кристаллов при воздействии интенсивного лазерного излучения и наличие высоких нелинейных коэффициентов позволило на кристаллах ниобата бария-натрия осуществить более эффектное, чем на кристаллах LiNbOa, удвоение частоты мощного непрерывного лазерного инфракрасного излучения [5—7]. [c.176]

Так как даже в очень сильных лазерных полях в общем случае Sj,< то в распределении Больцмана достаточно ограничиться членом первого порядка малости по Sр. Тогда разность показателей преломления Ап=Л —rij (при постоянстве светового потока) оказывается пропорциональной квадрату напряженности поля или интенсивности лазерного излучения [c.124]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...