Ширина линии лазерного перехода

Проведенное до сих пор рассмотрение применимо только в случае одномодовой генерации, и здесь, как оказалось, экспериментальные данные находятся в хорошем согласии с представленными выше результатами теории. В действительности же одномодовый режим генерации не всегда просто реализовать, в частности когда ширина линии лазерного перехода значительно больше межмодового расстояния (что имеет место, например, в твердотельных и жидкостных лазерах). Теоретическое рассмотрение многомодового режима генерации оказывается намного сложнее. В этом случае недостаточно просто определить [c.283]

Гц, а ширина линии лазерных переходов в различных активных средах лежит в пределах от Асо/2я 10 Гц (в газах при низком давлении) до Асо/2я 10 —10 Гц (в красителях и твердых телах), то возможен и такой случай, когда в зависимости от типа лазера в лазерном резонаторе может усиливаться лишь малое число аксиальных мод но в других случаях число усиливающихся мод может достигать и нескольких десятков тысяч. При многих применениях бывает необходимо работать лишь с определенным, по возможности малым числом мод или даже с одной-единственной модой. Для поперечных мод это достигается сравнительно просто благодаря различиям в дифракционных потерях. Например, в резонаторе можно поместить дополнительную диафрагму, чем создается большое возрастание дифракционных потерь высших поперечных мод. Селекцию-отдельных аксиальных мод можно выполнить с помощью, например, такого селектора частоты, каким является дополнительный эталон Фабри—Перо. Напротив, для генерации ультракоротких световых импульсов следует всемерно увеличивать число> аксиальных собственных колебаний. Это требует применения материалов, обладающих возможно более широким спектральным контуром усиления, поскольку в этом случае можно избежать подавления аксиальных мод, обусловленного спектральной зависимостью коэффициента усиления. [c.57]

Возникновение ультракоротких световых импульсов в лазерном резонаторе связано с тем уже упоминавшимся фактом, что в лазерных веществах с относительно большой шириной линии лазерного перехода может одновременно возбуждаться очень много собственных колебаний. Полная напряженность поля Е [t) лазерного излучения является результатом наложения напряженностей полей М отдельных аксиальных собственных колебаний [c.91]

Здесь OV — эффективная ширина линии лазерного перехода, определяемая выражением [c.179]

В случае неоднородного уширения только небольшая группа молекул (или атомов) взаимодействует с излучением на данной частоте. Следовательно, насыщение коэффициента усиления происходит лишь в небольшой части ширины линии лазерного перехода, и поэтому лазерная генерация возможна сразу в нескольких модах резонатора. Это приводит к эффекту, называемому выжиганием дырок на спектральной кривой коэффициента усиления (рис. 5.11). Этот эффект можно объяснить, если принять во внимание то, что молекулы (или атомы), находящиеся [c.182]

Ширина линии лазерного перехода эффективная 179 Штерна — Фольмера формула 133 [c.548]

Ширину допплеровской линии лазерного перехода в газовых лазерах непрерывного действия можно измерить при помощи одночастотного лазера. Для этого измеряют усиление на один [c.395]

При лидарных измерениях методом дифференциального поглощения в ультрафиолетовом спектральном диапазоне нетрудно добиться, чтобы ширина линии лазерного излучения была меньше ширины линий поглощения исследуемых молекул. Выше было отмечено, что инфракрасный спектральный диапазон является перспективной областью для расширения измерений с помощью лидаров дифференциального поглощения благодаря возможности широкого выбора молекул с подходящими колебательно-вращательными переходами. К сожалению, обыч- [c.353]

Эта так называемая естественная ширина линии является минимально возможной. Естественная ширина линии резко растет с ростом v(oov ) и становится заметной в коротковолновой части спектра. В оптическом и инфракрасном диапазоне спектра, где работает большинство лазеров, эта ширина, как правило, незначительна. Так, например, для основного лазерного перехода молекулы СОг время жизни частицы с и Avo 3-10 Гц. [c.18]

Тральной частоте лазерного перехода vq. Для неоднородно уширенной линии частота генерации в первом порядке (и точно для однородно уширенной линии) определяется средним взвешенным двух частот vo и V . При этом весовые множители оказываются обратно пропорциональными соответствующим ширинам линий. Таким образом, мы имеем [c.273]

Предположим, что распределение осцилляторов (однородная ширина линии Аыо=2/Т. 2) по частотам является гауссовским с неоднородной шириной Аы . Пусть возбуждение перехода производится спектрально ограниченными лазерными импульсами гауссовской формы с длительностью Тц. Тогда форма импульсного отклика среды описывается выражением [c.153]

Здесь К — число проходов резонатора. Переменная r[ = t — zjv при этом ограничена временем прохода резонатора и (О г] ы). Рассмотрим теперь изменение параметров излучения после прохода через усилитель, поглотитель и отражения от зеркала, взяв за основу расположение элементов, аналогичное изображенному на рис. 6.3. Мы здесь не будем вводить специальный частотно-селективный элемент, но зато учтем конечную спектральную ширину лазерного перехода. Для описания процесса генерации в четырехуровневой системе твердотельного лазера при условии, что преобладает однородное уширение линии, мы можем воспользоваться уравнениями (4.1) — (4.3) (лазер на АИГ Ыс1). (К системам с неоднородно уширенной линией многие из сделанных ниже выводов приложимы в некотором приближении.) Для исследования развития импульса из шума, согласно выводам гл. 1, в уравнение (4.2) следует ввести стохастический член F(t]), описывающий флуктуации в среде. Согласно условию (7.1), можно считать, что за время одного прохода изменения населенностей малы, как это уже было сделано в разд. 4.2 С учетом стохастических [c.231]

Эффективная ширина полосы лазерного усилителя зависит от плотности инверсной заселенности и становится значительно меньше (9.9) в случае больших усилений. В этом можно убедиться, если показатель усиления в центре линии выразить через вероятность перехода Л21 [c.459]

Метод оптической накачки для газовых лазеров менее эффективен, чем для твердотельных. Во-первых, это связано с тем, что ширина полос поглощения у газов при рабочих давлениях в лазере определяется главным образом (Ян 300 нм) доплеровским уширением и поэтому полосы весьма узки, в отличие от широких полос в твердотельных лазерах. Поэтому попасть в резонанс труднее. Во-вторых, этим методом можно возбуждать только уровни, имеющие четность, противоположную четности основного состояния, поскольку для эффективного оптического возбуждения необходимо, чтобы между основным и возбужденным состояниями был разрешен дипольный переход. Лазерный переход также является дипольно разрешенным, поэтому нижний уровень рабочего (лазерного) перехода должен быстро обедняться за счет безызлучательных переходов в основное состояние. Такая ситуация редко реализуется в газах. И третье неудобство заключается в том, что, как правило, резонансные линии большинства газов находятся в вакуумном ультрафиолете, а в этой области, как известно, практически отсутствуют материа- [c.101]

Иная интерпретация этого эксперимента дана в работе Ю. П. Чу-ковой [89]. Отсутствие результирующего охлаждения она объясняла чрезвычайно высокой интенсивностью излучения и большой спектральной шириной линии перехода источника излучения. Основой для её заключений служили сугубо термодинамические закономерности для потоков энтропии лазерного и флуоресцентного излучений. В пределе нулевой интенсивности накачки для ширины линии 10 МГц она получила значение эффективности охлаждения порядка 30%. Это значение возрастает до 60%, когда линия лазера становится бесконечно [c.59]

Многоимпульсное сужение однородной ширины спектральных линий оптических переходов. Возможность многоимпульсного сужения однородной ширины спектральных линий в оптике была исследована в 1981 году практически одновременно в работах [195, 196] и [197]. Позднее, в 1983 году в работе [198] обсуждались эксперименты по первичному и стимулированному эхо, в которых (в отличие от традиционных оптических эхо-экспериментов [182]) для возбуждения эхо-сигналов использовались лазерные импульсы, разность фаз (и, следовательно, взаимное положение векторов поляриза- [c.179]

Здесь Г — коэффициент затухания, имеющий размерность частоты (обычно измеряется в обратных сантиметрах) и соответствующий ширине линии кривой усиления х" (v) по полувысоте, / — сипа осциллятора Ио =< 2>/ — усредненный по времени квадрат напряженности электрического поля Е, нормированный на квадрат напряженности поля насыщения Е . В выражении (7.19.1) величина хо учитывает нерезонансные вклады в восприимчивость, так что вблизи центральной частоты L лазерного перехода ее можно считать постоянной. Наконец, A/V = (e A/VQ)/(2e(//ia Lr) пропорционально плотности инверсии населенностей ANq. [c.547]

Как мы увидим, величина Ао есть ширина спектральной линии лазерного излучения. Напомним читателю смысл величин, входящих в формулу (10.135) со — это частота лазерного излучения (она равна центральной частоте атомного перехода, так как, по нашему предположению, имеет место точный резонанс) 2х — обратное время жизни моды резонатора в отсутствие лазерного эф- [c.276]

Несмотря на это, в лазере из-за большой ширины линии лазерного перехода возбуждается очень большое число продольных мод, которые независимо усиливаются. Взаимодействие различных мод со стохастическим распределением фаз описывается стохастическим гауссовым процессом. Абсолютное число флук-туационных выбросов равно сначала по порядку величины числу мод резонатора, из которых, однако, лишь небольшое число су-ш,ественно превышает средний уровень интенсивности. Вследствие большего усиления мод, расположенных в центре линии лазерного перехода, спектр излучения в течение линейной фазы сужается, так как боковые моды у края линии перехода усиливаются в недостаточной степени (естественная селекция мод). Во временном представлении это соответствует сглаживанию и расширению флуктуационных выбросов амплитуды. Так, например, стекло с неодимом обладает линией шириной Av2i = [c.229]

Введем теперь фактор стабилизации о, который является отношением спектральной ширины моды в резопаторе ыl2Q к естественной ширине линии лазерного перехода [c.241]

И Gai — спектральная плотность вынуждающего шума, которая предполагается равномерной в пределах спектра бщ- Это приближение разумно до тех пор, пока в качестве ширины спектральной плотности вынуждающего шума служит ширина линии лазерного перехода. Спектр амплитудного шума, такнм образом, описывается функцией Лоренца, ширина которой зависит от среднеквадратичной величины амплитудных ф.т.уктуаций. [c.304]

Линия лазерного перехода Ri рубина хорошо описывается лореицевой кривой, причем ее ширина на уровне 0,5 от максимального значения равна 330 ГГц (см. рис, 2.9), Измеренное значение сечения перехода в максимуме линии равно 0 = 2,5-10-20 (. ,2 Вычислите излучательпое время жизни (показатель преломления га = 1,76), Чему равен квантовый выход люминесценции, если при комнатной температуре наблюдаемое время жизни равно 3 мс [c.103]

Рассмотрим теперь два явления, которые нельзя описать в рамках используемого до сих пор приближения скоростных уравнений. Однако эти явления играют очень важную роль и заслуживают того, чтобы быть здесь представленными. Обратимся сначала к рис. 5.19, на котором приведены резонансные кривые как линии лазерного перехода (с центром при vo и шириной Avo), так и моды резонатора (с центром при v и шириной Av ). Предположим, что генерация происходит на этой моде и что нам нужно найти частоту генерации vren, а также ширину линии AvreH выходного спсктра. [c.272]

Первые эксперименты по получению вынужденного комбинационного рассеяния при возбуждении пикосекундными импульсами были выполнены Шапиро и сотр. [8.9], а также Бретом и Вебером [8.10]. Они использовали вторую гармонику излучения лазера на стекле с неодимом в режиме синхронизации мод. Излучение направлялось и фокусировалось в различных жидкостях, таких, как бензол, толуол, сероуглерод и нитробензол, а также жидких смесях. При этом в [8.10] было установлено, что коэффициент преобразования сильно уменьшается в том случае, когда ширина спектра лазерного импульса превышает ширину линии колебательного перехода вынужденного комбинационного рассеяния, что соответствует выполнению условий нестационарного режима. Укорочение стоксова импульса по сравнению с лазерным наблюдалось в более поздних работах несколькими авторами [8.32—8.36]. Вблизи порога на- [c.298]

Основу активной среды 3. л. составляют обычно двухатомные эксимерные молекулы—короткоживущие соединения атомов инертных газов друг с другом, с галогенами или с кислородом. Длина волны излучения Э. л. лежит в видимой или ближней УФ-области спектра. Ширина линии усиления лазерного перехода Э. л. аномально велика, что связано с разлётным характером нижнего терма перехода. Характерные значения параметров лазерных переходов для наиб, распространённых Э. л. представлены в таблице. [c.500]

Наряду с высокими энергетич. характеристиками важной привлекательной особенностью Э. л. является чрезвычайно высокое значение ширины линии усиления активного перехода (табл.). Это открывает возможность создания мощнь[х лазеров УФ- и видимого диапазонов с плавной перестройкой длины волны в достаточно широкой области спектра. Указанная задача решается с помощью инжекционной схемы возбуждения лазера, включающей в себя маломоишый генератор лазерного излучения с длиной волны, перестраиваемой в пределах ширины линии усиления активной среды Э. л., и широкополосный усилитель. Эта схема позволяет получить лазерное излучение с шириной линии 10 нм, перестраиваемое по длине волны в диапазоне шириной 10 нм и более. [c.501]

Лазерный переход в Nd YAG хорошо описывается лореицевой кривой с шириной порядка 195 ГГц (определяемой иа уровне 0,5 от максимального значения) при комнатной температуре (см. рис. 2.9). Время жизни верхнего лазерного уровня т = 230 мкс, квантовый выход люминесценции лазерного перехода составляет около 0,42, а показатель преломления YAG равен 1,82. Вычислите сечение перехода в максимуме линии. [c.104]

Вычислите доплеровскую ширину линии перехода с X = 10,6 мкм (Г = = 400 К) молекулы СО2. Поскольку в СОг-лазере столкиовительное ушире-ине этого лазерного перехода составляет около 5 МГц/(мм рт. ст.), найдите, при каком давлении углекислого газа оба механизма дадут одинаковые вклады в ширину линии. [c.104]

Основной вклад в ширину линии СОг-лазера дает эффект Доплера. Однако по сравнению с лазером, скажем, видимого диапазона из-за низкой частоты vo лазерного перехода допле-ровская ширина линии довольно мала (около 50 МГц) [см. [c.366]

Вследствие столкновений уширение лазерного перехода в С02-лазере равно = 7,58 (1 Зсо2 + + О.б не) Р (300/Г)МГц, где i j —парциальные давления газовой смеси, а р — полное давление (мм рт. ст.). Найдите, при каком полном давлении все вращательные линии сольются в одну, если отношение парциальных давлений молекул СО2, N2 и Не равно 1 1 8. Какой при этом будет ширина контура усиления [c.439]

Важной чертой СОг-лазера является малая ширина линии усиления на переходе (00 1) — (10 0). Однородное уширение линии усиления вызвано эффектом Доплера и при давлении в несколько миллиметров ртутного столба и рабочей температуре ЗООК составляет 50... 60 МГц. Это обстоятельство позволяет сравнительно просто создавать одночастотные лазеры, что весьма важно для лазерной доплеровской локации. В самом деле, при длине резонатора 1 м разность частот между соседними модами ргвпа 150 МГц, т. е. одновременная генерация двух продольных мод оказывается невозможной. [c.175]

Вместо рассмотренной в предыдущем разделе синхронизации мод при модуляции внутренних потерь или оптической длины резонатора синхронизация мод может осуществляться путем модуляции усиления. Для этого в резонатор лазера вводится накачка в виде непрерывной последовательности импульсов, генерируемых другим лазером с синхронизацией мод (см. рис. 5.8). Если длина резонатора лазера достаточно близка к длине резонатора лазера накачки или кратна ей, то при определенных условиях усиление оказывается модулированным с периодом, равным времени полного прохода резонатора. Как и при модуляции потерь, короткий импульс в этом случае формируется за промежуток времени, соответствующий максимальному усилению. Длительность этого импульса при оптимальных условиях может быть на два-три порядка короче длительности импульса накачки. Наибольший практический интерес представляет применение метода синхронной накачки в лазерах на красителях, так как в лазерах этого типа используется преимущественно оптическая накачка, а их линии усиления весьма широки (величина А(0з2/2л лежит в пределах от 10 до 10 Гц). Лазеры на красителях допускают в определенном диапазоне плавную перестройку частоты в области максимума спектра излучения. Это достигается введением в резонатор частотно-селек-тивного оптического фильтра, в качестве которого могут быть использованы, например, эталон Фабри—Перо, фильтр Лио или призма. Ширина спектра пропускания этих фильтров, однако, не должна быть слишком мала, так как ее сужение может вызвать существенное увеличение длительности импульсов. По указанным причинам значение лазеров на красителях с синхронной накачкой в технике генерации пикосекундных и субпи-косекундных импульсов в последние годы все больше возрастает. По сравнению с лазерами на красителях с пассивной синхронизацией мод, которым посвящена следующая глава, синхронно накачиваемые лазеры имеют следующее преимущество для перестройки частоты их излучения может быть использована полная спектральная ширина лазерного перехода, тогда как при пассивной синхронизации полоса перестройки дополнительно ограничивается спектром линии поглощения насыщающегося поглотителя. [c.150]

Световое излучение большинства мощных газовых лазеров, работающих на моде TEMqq, состоит из множества дискретных частот, притом все они находятся в пределах допплеровской ширины линии данного лазерного перехода. Расстояние между этими дискретными частотами точно равно расстоянию между осевыми модами /2L. Рассмотрим гелий-неоновый лазер с длиной волны излучения 633 нм и длиной резонатора 2 м. По формуле (9.9) получаем, что допплеровская ширина линии при температуре атомов 500° К приблизительно равна 1500 Мгц. Расстояние меладу осевыми модами равно 75 Мгц. Если усиление достаточно, то такой лазер может генерировать до 20 дискретных частот. Практически одновременно будут существовать от 5 до 10 из этих частот. [c.471]

В 5.3, посвящённом фотонному локингу, уже обсуждались способы получения в оптике последовательностей узкополосных лазерных импульсов с крутыми фронтами. Целесообразно отметить, что оптическим аналогом поля Н в ЯМР является электрическая поляризация возбуждающих импульсов. К настоящему времени не известны прямые эксперименты по многоимпульсному сужению однородной ширины спектральных линий оптических переходов. Однако, отметим, что в эксперименте [198] обнаружен рост сигналов флуоресценции (а также эхо-сигналов) при резонансном воздействии на образец многоимпульсной оптической последовательности. Этот рост связывают с достижением лучшей инверсии населённости резонансных уровней после действия импульсной последовательности по сравнению со случаем воздействия на среду одиночного тг-импульса. [c.180]

Подавление дипольной ширины спектральной линии оптического перехода ионов в кристалле путём радиочастотного воздействия на ядра кристаллической решётки. Этот эксперимент [201] поставили Р. Макфарлайн, Ч. Яннони и Р. Шелби на кристалле ЬаРз Рг + (энергетический оптический переход Н4— длина волны Л = 592,5 нм температура образца — 2°К концентрация ионов празеодима с = 0,05 мае. %). Исследовались кривые спада сигналов первичного фотонного эха (ПФЭ) в условиях детектирования ПФЭ с помощью техники оптического гетеродинирования. Из кривых спада ПФЭ, представляющих собой зависимость интенсивности эхо-сингалов от значений временных интервалов т между возбуждающими лазерными импульсами, находились времена необратимой релаксации Т2. Из ряда экспериментов известно (см., напр., [202]), что эта релаксация при вышеуказанных условиях обязана магнитному диполь-дипольному взаимодействию ядер празеодима и фтора. Для снятия [c.180]

Частота лазера определяется в пределах ширины линии флуоресценции частотой соответствующего лазерно активного перехода. Существует возможность выбора среди многочисленных лазерно активных веществ, и поэтому можно создать лазеры, работающие почти на всех частотах между ультрафиолетовой и инфракрасной спектральными областями. (При этом, конечно, не [c.35]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...