Нелинейности в лазерах

Электромагнитное поле, генерируемое лазером, зарождается из спонтанного излучения активной среды. Поэтому, хотя при возбуждении одного типа колебаний и формируется монохроматическое поле, его начальная фаза совершенно произвольна. Если возбуждается много типов колебаний, то их начальные фазы, как кажется на первый взгляд, не могут быть согласованными, так как они должны определяться различными спектральными компонентами случайного спонтанного излучения. Высказанная точка зрения предполагает, однако, независимость различных типов колебаний, т. е. основана на принципе суперпозиции, который несправедлив в области нелинейных явлений. В лазерах же нелинейные явления играют принципиальную роль (см. 225), вследствие чего типы колебаний в большей или меньшей степени должны влиять друг на друга, и может осуществиться их синхронизация. Специальные меры, способствующие реализации режима генерации сверхкоротких импульсов и упомянутые в начале параграфа, предназначены для усиления нелинейного взаимодействия типов колебаний. [c.814]

Кратко обсудим нелинейные явления, приводящие к возникновению сверхкоротких импульсов в лазерах с поглощающим элементом внутри резонатора. Пусть создана инверсная заселенность уровней в активном элементе лазера и происходит усиление спонтанного излучения. Ввиду случайного характера актов спонтанного испускания амплитуда поля хаотически изменяется во времени и от точки к точке ) (рис. 40.20, а). Амплитуда поля имеет вид набора случайных по величине и случайно расположенных выбросов . На перво,VI этапе развития генерации, когда мощность излучения еще невелика, фильтр ослабляет все выбросы в равной мере. С течением времени все большее число атомов возбуждается, и энергия [c.814]

Процесс формирования импульсов при наличии в резонаторной полости диспергирующих и нелинейных элементов во многом аналогичен формированию оптических солитонов. Теория этих процессов и ряд важных экспериментальных результатов приведены в [14]. В недавних экспериментах [15] показано, что в лазерах с пассивной син- [c.247]

Все большую и большую роль в лазерных системах начинают играть различные нелинейные явления, которые могут оказывать как нежелательное отрицательное влияние, так и положительное влияние на процесс усиления. Поэтому исследование роли нелинейных явлений в лазерах и в особенности усилительных каскадах лазерных систем привлекает все большее внимание исследователей. [c.196]

Наилучшим лазером для целей оптической интерферометрии является описанный в 4.1 однонаправленный кольцевой ФРК-лазер на чисто нелокальной нелинейности, в котором существует с хорошей точностью линейная связь между безразмерной отстройкой частоты генерации 5Го и изменением длины резонатора Д1, во всем диапазоне перестройки. Именно на таком лазере была впервые продемонстрирована активная оптическая интерферометрия в спектральной области (напомним, что обычные интерферометры являются пассивными спектральными приборами). [c.217]

Пример квантовый осциллятор в термостате. В качестве иллюстрации общего формализма, развитого в предыдущих разделах, рассмотрим динамику квантового осциллятора, взаимодействующего с термостатом. Выбор этой модели объясняется двумя причинами. Во-первых, она относительно проста, что позволяет обсудить некоторые важные аспекты нелинейных релаксационных процессов, не прибегая к сложной математике. Во-вторых, задача о квантовом осцилляторе в среде представляет самостоятельный физический интерес. В частности, некоторые из полученных результатов будут использованы в параграфе 7.4 при анализе кинетических процессов в лазерах. [c.121]

В зависимости от отношения между Qm и Qp представляют физический интерес предельные случаи плавной и быстрой модуляции эхосигналов. В случае плавной модуляции для нелинейной реакции лазера на внешний сигнал получено следующее установившееся решение [c.215]

В отличие от систем с запаздыванием, исследования распределенных систем, описываемых уравнениями в частных производных, чрезвычайно ограничены. Здесь можно указать лишь работы [51, 165], в которых аналитически произведена оценка размерности аттрактора для некоторых типов уравнений в частных производных, работы [25, 38, 41, 123, 213, 306], в которых исследуются цепочки, моделирующие одномерные диссипативные среды, а также немногочисленные работы, в которых были обнаружены хаотические режимы при численном решении уравнений в частных производных. Об одной из таких работ уже говорилось в 7 [300]. К ним относятся также [687], в которой решались уравнения, подобные уравнению Кортевега-де-Вриза, и [396, 406, 509, 524], в которых моделировалось уравнение си-нус-Гордона с затуханием и внешней силой. Имеется, правда, сравнительно большое количество экспериментальных работ, посвященных наблюдению и исследованию хаотических колебаний в гидродинамике (см., например, [395, 411, 469, 470, 561, 569]), в лазерах [376—378, 488, 492, 505, 525, 592, -674, 675], нелинейной оптике [431, 454, 525, 591, 594] и некоторых других системах [2]. Однако большинство из этих работ еще требует осмысливания. [c.380]

Сведением положительной обратной связи параметрический усилитель можно превратить в генератор. Для этого нелинейную среду, как в лазерах, помещают в оптический резонатор, образованный двумя зеркалами (рис. 10.4). Нелинейный кристалл ориентируется так, что для волн, распространяющихся в одном направлении перпендикулярно зеркалам, выполняется условие пространственного синхронизма к + к2 = к либо к1 +к2 = кз. Зеркала М и имеют высокие коэффициенты отражения для частот (01 и со2, так что сигнальная и холостая частоты (01 и (02 соответствуют высокодобротным модам резонатора. Зеркало М одновременно должно быть прозрачно для частоты и>з излучения накачки. При достаточно большой мощности волны накачки параметрическое усиление одной из волн С01 или (02 на длине нелинейного кристалла превысит суммарные потери за проход, возникающие из-за неполного отражения от зеркал, поглощения, рассеяния и других причин. Тогда происходит самовозбуждение генератора (с затравкой из-за параметрической люминесценции ) и возникает когерентное излучение на частотах со1 и со2. [c.496]

Примечание. Система Лоренца была получена при составлении математической модели конвективного движения в подогреваемом слое жидкости. Вопрос адекватности такой модели конвективного движения не является предметом нашего обсуждения, но также может быть рассмотрен с позиций предлагаемого подхода. Большой объём исследований, посвящённых системе (1), сделал её по сути классическим математическим объектом (см., например, [59, 73]) среди решений этой системы есть отвечающие устойчивым и неустойчивым положениям равновесия, регулярные колебания и хаотические движения с широким сплошным спектром, стохастические колебания. К уравнениям Лоренца при некоторых предположениях исследователи сводят (см., например, [73]) уравнения для медленных амплитуд напряжённости поля, поляризации и разности населённостей в лазерах и мазерах, уравнения генераторов с нелинейностью. Исследуются различные комплексные формы уравнений Лоренца и т. д. [c.199]

В наиболее общей модели, чаще всего используемой для многомодового лазерного излучения, принимается, что колебания мод независимы и происходят без заметной фазовой синхронизации. Но такой моделью следует пользоваться с большой осторожностью. Если флуктуации фазы обусловлены колебаниями граничных зеркал лазера, то ясно, что флуктуации различных мод будут статистически зависимыми. Кроме того, если фазовые флуктуации являются неотъемлемой частью механизма колебаний, то лазер является существенно нелинейным прибором и в результате этих нелинейностей может возникать значительная связь между модами. Например, некоторая фазовая синхронизация имеет место, если частотная компонента, генерируемая за счет нелинейного взаимодействия между двумя модами, совпадает с частотой некой третьей моды. Такие эффекты особенно существенны в лазере, работающем значительно выше порога, где нелинейности особенно велики. (Относительно методов намеренного введения синхронизации мод в лазерах см., например, работу [4.15].) [c.145]

Собственно, вышесказанным мы и определили понятие мощный лазер применительно к содержанию данной главы. Мы ограничим свою задачу, главным образом, рассмотрением нелинейных процессов самовоздействия в лазерах и методов борьбы с ними, кратким анализом альтернативных путей построения мощных лазеров. Подробное описание существующих мощных лазерных установок, основ их конструирования содержится в [1—5]. [c.242]

В данном разделе мы будем придерживаться той же линии, что и в предыдущем, т. е. ограничимся в своем анализе рассмотрением лазерных мод, амплитуды которых достаточно малы, и ситуацией, в которой генерация начинается при пороге, введенном ранее. Позднее мы представим методы и результаты, относящиеся к новым типам неустойчивостей. Поскольку лазерные уравнения, которые мы вывели в гл. 5, нелинейны, в общем случае их невозможно решить аналитически. В данной главе мы изложим две приближенные процедуры, которые позволят нам получить некоторое представление о работе многомодового лазера. Будем здесь использовать тот же самый метод, что и при рассмотрении одномодового лазера, и исключим из уравнений атомные переменные, т. е. дипольные [c.151]

После создания мощных квантовых генераторов на оптических частотах (лазеров) возникла и в последние годы бурно развивается самостоятельная область исследований — нелинейная оптика. Понятие нелинейная оптика охватывает все явления в области высоких (оптических) частот, связанные с нелинейностью материальных уравнений в системе уравнений Максвелла. Большой интерес к этому разделу физики объясняется многими причинами. Нелинейная оптика создала новые возможности для изучения поведения ядер, атомов, молекул и твердых тел в электрических полях высокой напряженности. Кроме того, были найдены новые применения теории излучения и сформулированы законы распространения электромагнитных волн в нелинейных средах. Лазеры нашли необычайно широкие применения в самых различных областях науки и техники. При помощи нелинейных оптических эффектов можно получить новую информацию об отдельных атомах и молекулах и об их взаимодействии в плотных средах. На основании различных нелинейных оптических эффектов удалось создать новые когерентные источники света высокой интенсивности, частично с перестраиваемыми частотами. Кроме того, методы нелинейной оптики могут служить основой для развития других нелинейных теорий. [c.8]

Наиболее, важной особенностью эффекта Керра, обусловившей широкое его применение, является весьма малая инерционность. Это свойство ячейки Керра проверялось в остроумных опытах (схема опытов изображена на рис. 3.11), а в последующем детально исследовалось в большом количеспве экспериментов. Источник света (конденсированная искра) и конденсатор Керра получают напряжение от одного источника тока. Как только произошел пробой газа между электродами (искра) и возник связанный с этим пробоем импульс света, начинает постепенно исчезать эффект Керра, что вызвано релаксацией дипольных моментов. молекул. Системой зеркал можно удлинить путь от источника света до ячейки Керра. Опыты показали, что, пока свет проходит расстояние 400 см, все следы двойного лучепреломления успевают исчезнуть. Отсюда была найдена инерционность процесса, характеризуемая средним временем х 10 с. В последующих прецизионных опытах было учтено время пробоя газа и была установлена еще меньшая инерционность эффекта (г Г 10 с). Таким образом, открылась возможность создания практически безынерционного оптического затвора и тем самым были заложены основы физики очень быстрых процессов ( нано-секундная техника 1 не = 10 с).. За последнее время эта техника приобрела особое значение в связи с возможностью получения очень больших мощностей светового потока в лазерах. Действительно, если возбудить в твердотельном лазере импульс света с энергией 10 Дж и продолжительностью 10" с, то мощность такого импульса составит 10 кВт. Если же с помощью какого-либо быстродействующего устройства (например, ячейки Керра) заставить высветиться эту систему за время порядка 10 с, то мощность импульса составит уже 1 ГВт. Такие гигантские импульс обладают некоторыми совершенно новыми физическими свойствами. Использование подобных сверхмощных световых потоков играет большую роль в области бурно развивающейся нелинейной оптики, а также при решении различных технических задач. [c.123]

Ясные представления о том, что законы линейной оптики, в частности суперпозиции принцип, носят приближённый характер и применимы лишь в области слабых полей, существовали и до появления лазеров. Первые прямые эксперименты по регистрации нелинейностей в поглощении и преломлении света в флуоресцирующих кристаллах и стёклах были выполнены в 1920—30-х гг. С. И. Вавиловым с сотрудниками. Результатом нарушения принципа суперпозиции является известный ещё с прошлого века линейный эл.-он-тич. эффект. Лежащее в его основе взаимодействие НЧ- и оптич. полей описывается квадратичным членом в разложении поляризации но полю [c.293]

Для преобразования частоты лазерного излучения используются также и нелинейности поляризации более высокого порядка (кубическая, четвёртой степени и и т. д.). Оптические умножители частоты, использующие высшие нелинейности, позволяют в одном каскаде тюлучать высшие гармоники осн. излучения лазера, т. е. осуществлять прямые процессы преобразования ю — 3 , ю— 4 и т. д. Таким способом получено самое коротковолновое когерентное излучение в вакуумной УФ-области спектра с = 53,5 и 38,8 нм путём генерации пятой и седьмой гармоник на нелинейностях и в Не и Ме. На нелинейности в парах На получена девятая гармоника излучения лазера на неодимовом стекле с А, = 117 нм. Однако эффективность таких процессов обычно невелика вследствие малости величин соответствующих нелинейных восприимчивостей среды, и поэтому заметное преобразование можно получить лишь при достаточно высоких интенсивностях осн. излучения (к-рые ограничиваются лучевой прочностью среды), реализуемых, как правило, для импульсов пикосекундного диапазона. В большинстве случаев для оптич. умножителей частоты более эффективным оказывается использование неск. каскадов последонат. удвоения частоты. [c.448]

Следующий крупный успех — прорыв в область пикосекундных масштабов времени (t 10 с) датируется 1966—1968 гг. В эти годы были предложены и реализованы методы синхронизации продольных мод лазеров и созданы первые пикосекундные лазеры на стекле с неодимом, генерировавшие импульсы с длительностями до нескольких пикосекунд (их стали называть сверхкороткими ) и мощностями 10 —10 Вт. В те же годы были предложены и впервые продемонстрированы методы нелинейно-оптического формирования и сжатия пикосекундных импульсов, запущены параметрические генераторы перестраиваемых по частоте пикосекундных импульсов, позволившие перекрыть видимый и инфракрасный диапазоны спектра. Таким образом, была продемонстрирована эффективность использования быстрой электронной нелинейности в пико- и субпикосекундной оптической технике. [c.9]

Для параметрического усиления и преобразования света, генерации оптических гармоник обычно используют нерезонансный электронный нелинейный отклик газов н кондеснроваиных сред. Время установления отклика t ., не превышает при этом 10 с. Увеличение интенсивности света, достигаемое при сни-хронизацин мод в лазере (фокусировка во времени) приводит к существенному повышению эффективности нелинейного взаимодействия волн. [c.110]

Двухкаскадное преобразование инфракрасного излучения реализовано экспериментально в [59, 60]. Такая методика позволяет использовать кристаллы с большой нелинейностью в сочетании с удобными для эксперимента лазерами накачки (например, AgGaS2 и YAG для перевода достаточно длинноволнового (А-1Г 10 мкм) излучения в видимую область. В [58] рассчитана функция разброса двухкаскадного преобразователя изображения. Разрешающая способность преобразователя определяется кристаллом с меньшей угловой шириной синхронизма. В оптимальном случае равных ширин разрешение двухкаскадной схемы, рассчитанное по полуширине функции разброса, оказалось выше для двухкаскадной схемы по сравнению с однокаскадной, существенно уменьшается и отношение амплитуд побочного и главного максимума. Сказанное объясняется тем, что фактор sin(двухкаскадный вариант) не имеет отрицательных областей и не меняет фазы подынтегрального выражения в (3.50) в отличие от однокаскадного фактора sin -pL. [c.83]

В лазерах ЛТИ-701, ЛТИ-702 (рис. 4.5, 4.6) происходит внутри-резонаторное преобразование во вторую гармонику излучения лазера, работающего в режиме акустооптической модуляции добротности резонатора с длиной волны 1,06 мкм. В качестве прео бразова-теля частоты используется кристалл иодата лития (ЫЮз), не требующий термостатирования, достаточно эффективный и относительно стойкий к лазерному излучению. При модуляции добротности мощность лазерного излучения внутри резонатора велика, поэтому специальных мер для его фокусировки в нелинейный элемент не требуется. Преобразователь частоты МЧ-104 включает в себя специальное выходное зеркало ( глухое на основной длине волны и пропускающее на длине ъолны гармоники), элемент из иодата лития размером 10x10x10 мм и оптический фильтр. Как [c.97]

Преобразование излучения в четвертую гармонику осуществлено в лазере ЛТИ-703(рис. 4.8, 4.9). Для получения четвертой гармоники применена внерезонаторная схема преобразования. Излучение второй гармоники после подфокусировки направляется в нелинейный элемент из KDP (длина элемента составляет 50 мм), вырезанный вдоль направления фазового синхронизма основной волны и ее второй гармоники. Для повышения эффектив- [c.99]

Важнейшей характеристикой лазера любого типа является ширина полосы усиления. В лазерах на динамических решетках контур полосы усиления определяется уменьшением эффективности смешения волн при отходе от строгого вырождения и является однородно уишренным. Ширина полосы усиления на половине максимального значения A oq.s определяется временем релаксации нелинейности То [c.16]

Пусть в нелинейной среде заданы поля трех волн — накачки Еу, Е2 и сигнальной з. Тогда в (1.10) = + 2 + 3 и эффективность возникновения четвертой обращенной волны Ец Е1 определяется кубической нелинейностью Е Е2Ё1. При этом, согласно (1.11), добавка к 6 пропорциональна интенсивности воздействующего поля I -= Е . Поэтому любая среда, которая обладает кубической нелинейностью, может быть использована в лазерах на динамических решетках, если она обеспечивает выполнение условий генерации. [c.17]

Лазер на геллуриде кадмия [5, И]. Генерация получена при накачке моноимпульсным излучением лазера на ИАГ Nd , работавшего на низшей поперечной моде плоского резонатора в одномодовом по продольному индексу режиме. Плотность мощности излучения накачки достигала 20—30 МВт/см дальнейшее ее увеличение связано с риском поверхностного разрушения материала. Длительность импульса накачки составляла 15 не, что намного превышало как время релаксации нелинейности в dTe (0,5 не), так и время двойного прохода резонатора (длина которого составляла 2,5 см). Таким образом, режим генерации бьш близок к квазистационарному. [c.179]

Резонаторы гибрндаых лазеров на нелокальной нелинейности. Наибольшее развитие в последние годы получили маломощные гибридные лазеры на отражающих зеркалах, основанных на фоторефрактивных кристаллах с нелокальной нелинейностью. В большинстве случаев в качестве таких кристаллов используется титанат бария BaTiOs. Были созданы различные варианты пассивных обращающих зеркал, в которых сам сигнальный пучок порождает сопряженные пучки накачки во вспомогательном резонаторе ( 4.2). Это существенно упростило схемы резонаторов гибридных лазеров, так как отпала необходимость во внешних пучках накачки. [c.193]

Одним из неожиданных и еще не до конца понятых эффектов в лазерах на смещении волн оказалось самосвипирование частоты излучения гибридных лазеров на красителях с пассивным обращающим зеркалом. Впервые отмеченное в [10], оно затем было воспроизведено и исследовано в разных вариантах лазеров на красителях [11, 15, 27, 29]. Самосвипирование было получено и в полупроводниковом лазере с внешним резонатором, содержащим ФРК-лазер с петлей накачки [30]. Во всех работах нелинейной средой служил кристалл BaTiOa. Эти работы послужили толчком к тщательному экспериментальному и теоретическому изучению условий невырожденной генерации на смешении волн [29—34]. Очевидна прикладная ценность эффекта, и прежде всего для лазерной спектроскопии сверхвысокого разрещения, так как перестройка спектра накачки возможна с шагом дискретности до 1 Гц в диапазоне свыше 10 Гц. [c.207]

Многие поразительные успехи, достигнутые в оптике за последние 10—20 лет, непосредственно связаны с прогрессом в радиоэлектронике, и в частности в таких ее разделах, как техника связи, СВЧ-электроника и радиоастрономия. Наиболее примечательное сходство оптики и радиоэлектроники обнаружилось благодаря успешному применению операционного метода Фурье для анализа процессов образования оптического изображения и в спектроскопии, а также благодаря использованию оптических резонансных систем и управления при помощи оптической обратной связи (например, в лазерах, волоконной оптике и в ин-терферометрическом управлении станками). Исключительная простота оптических вычислительных устройств и когерентных (гетеродинных) детекторов в технике связи подкрепляет эту аналогию. Общность оптики и радиоэлектроники проявляется и в эффективном использовании обеими этими дисциплинами статистических и когерентных свойств электромагнитных сигналов и излучения, в успешном развитии методов усиления яркости света и управления лазерным пучком и, наконец, в недавних новых успехах безлинзовой фотографии и техники автоматического распознавания образов. Нелинейная оптика представляет собой другой пример фундаментальной общности теории и техники эксперимента для всех диапазонов электромагнитных волн. Единство принципов и методов связывает астрономию, радиоастрономию, физику электромагнетизма и радиоэлектронику. Работы по установлению и использованию этих фундаментальных принципов в пределах всего электромагнитного спектра весьма эффективно содействовали появлению новых направлений в науке и технике и привели к созданию новой дисциплины, получившей название радиооптики. [c.15]

Это описание является, однако, относительно грубым, так как оценка усиления а за число проходов К = К2 при сделанных предположениях недостаточно точна и, кроме того, пренебре-гается проявляющимися в кристалле лазера при больших интенсивностях нелинейными оптическими процессами. Такие интенсивности, в частности, достигаются в лазерах на стекле с неодимом. В диапазоне применимости уравнений (7.60) и (7.61) статистические свойства поля излучения (например, форма импульсов или наличие импульсов-сателлитов) остаются неизменными. Так как в конце области II при оптимальных условиях имеет место моноимпульсный режим, то мы будем учитывать лишь интенсивность максимального импульса J K, т]), что позволяет заменить в (7.61) 1 К) через (/(, 0)/ы, (где Хь определено из (7.43)). Разрешая (7.61) при J (K, 0)=Jx K), подставляя результат в (7.60) и интегрируя, найдем [c.254]

Расширение круга задач, решаемых с помоидью лазерных методов, обусловливает необходимость существенного (на порядки величины) увеличения спектральной чувствительности измерений на слабых линиях поглондения и улучшения оптической заш,ииден-ности измерений от некогерентного фона дневного неба. Указанным требованиям в значительной степени удовлетворяют новые методы, используюш,ие в качестве физической основы нелинейную реакцию лазера на частотно-зависимое внешнее воздействие [5, 19, 23, 29, 31]. [c.204]

Пиковая мощность пропорциональна 2М + 1) Лд, тогда как при случайном распределении фаз мощность пропорциональна (2уУ + 1) /4 . Типичные значения энергии указанных импульсов, получаемой в лазере, лежат в интервале Ю" ...10" Дж. При этом пиковая мощность импульса достигает величины порядка 10 Вт, а использование усилителей позволяет довести ее до 10 Вт, т. е. перекрыть диапазон гигаватт и достичь мощности порядка тераватт. При таких мощностях и длительностях импульсов их взаимодействие с нелинейными средами весьма эффективно и возможно исследование новых эффектов и явлений. Поэтому созданию лазеров, излучающих пико- и субпикосе-кундные импульсы, в настоящее время уделяется большое внимание. [c.189]

Характеристики применяемых для модуляции добротности затворов будут приведены в 5.2, а здесь мы несколько подробнее рассмотрим генерацию мопоимпульса при пассивной модуляции добротности просветляющимися фильтрами. В качестве таких фильтров в лазере на неодимовом стекле применяются растворы красителей или твердотельные затворы на основе центров окраски. Физика процесса генерации гигантского импульса состоит в это.м случае в том, что просветляющийся фильтр, пропускание которого возрастает при увеличении падающего на него излучения, играет роль ячейки положительной обратной связи. Процесс генерации можно также разбить на три этапа накопление инверсии, сравнительно длинный этап линейного развития генерации и короткий этап нелинейного развития генерации, на котором происходит высвечивание энергии моноимпульса. Для пассивной модуляции длительность линейного этапа Тд (т 1 мкс) в несколько раз больше, чем при активной, что имеет важное значение для селекции спектра излучения (см. ниже). Длительность моноимпульса ( и 10—100 нс) примерно такая же, как при мгновенном включении добротности, если только выполнено условие на сечение вынужденных переходов в фильтре Оф и активной среде а стф>ст. [c.203]

Таким образом, длительность импульса в лазерах с синхронизацией продольных мод зависит от дисперсионных характеристик неодимового стекла и особенностей линейного и нелинейного этапов развития генерации. На линейном этапе развития происходит увеличение длительности флуктуационпых выбросов интенсивности на порядок и более, а на нелинейном этапе импульс сжимается. Отсюда следует возможность сокращения длительности импульса (до и 0,5 пс) путем управления длительностью этапов генерации, например, электрооптическими методами [29, 301. [c.208]

В главе 7 рассмотрена теория формирования ультракоротких импульсов. Исследуются активный и пассивный режимы синхро-низации мод, дан линейный, а затем нелинейный анализ устойчивости возникающих импульсов. Конец главы посвящен модели лазера с нелинейной поглощающей ячейкой. Отметим, что в эту важ-ную область квантовой электроники существенный вклад внесли советские теоретики. Так в работе [23] была построена квантовая теория лазера с нелинейным поглотителем, впервые выявлена тесная аналогия с картиной фазовых переходов первого рода вблизи критической точки, вычислены времена перехода из одного бистабильного состояния лазера в другое. Укажем еще на обзорную статью [24] (в ней содержится много ссылок на более ранние работы советских авторов), в которой подробно прослежены особенности процесса генерации сверхкоротких световых импульсов в лазерах с просветляющимся фильтром, причем основное внимание уделено статистическим аспектам явления. [c.7]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...