Oscylacyjna relaksacja
|
|
- Eugeniusz Jasiński
- 6 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 V. DYNAMIKA LASERÓW Oscylacyjna relaksacja Oscylacje relaksacyjne Gęstość fotonów we wnęce Czas Oscylacje relaksacyjne po włączeniu lasera Niech N 1 0, wtedy N N 2. Równania kinetyczne dn 2 W kn dt 2 N 2 2, kn dt 2 c. Niech N 0 i 0 będą rozwiązanimi stacjonarnymi N 0 1/k c, 0 W c 1/k 2. Małe zaburzenie N 2 t N 0 N z t, Wtedy t 0 z t. 1
2 Stąd dn z dt z dt WkN z c z c, Wk c 1 2 N z. d 2 z r z dt dt 2 c r 1 z 0, gdzie: r W W t Wk c 2. Rozwiązanie z 0 exp i t. Otrzymujemy r 2 2 i 1 c 2 r 1 r Warunek generacji zanikających impulsów 1 c 2 r 1 r
3 Impulsy gigantyczne Q switching impulsy gigantyczne Inwersja progowa N t 1/k c 2 /kq. Na początku: Q małe zwiększenie dobroci impuls gigantyczny. Metody zmian dobroci wnęki 1. Metoda elektrooptyczna Napięcie modulujące Zwierciadło wyjściowe Ośrodek czynny Polaryzator Komórka Kerra Zmiana dobroci wnęki za pomocą komórki Kerra (lub Pockelsa) 3
4 2. Z wirującym pryzmatem Wirujący pryzmat Ośrodek czynny Zwierciadło wyjściowe Zmiana dobroci wnęki za pomocą wirującego pryzmatu 3. Nasycające się absorbery Do lasera Nd:YAG Cr:YAG. Wybielanie się (ang. bleaching effect) absorbera Zwierciadło wyjściowe Ośrodek czynny Nasycający się absorber Przykładowa realizacja pasywnej modulacji dobroci wnęki Różnica obsadzeń stanów w przypadku ośrodka absorbującego N 1 N I/I s. 4
5 Opis generacji gigantycznej Zaniedbamy wszystkie procesy, z wyjątkiem przejść wymuszonych. W chwili t 0 N 0 N 2,0 g 2 /g 1 N 1,0 N t 1/k c. Równania na ewolucję obsadzeń stanów czasie i zmianę gęstości fotonów w czasie redukują się do dwóch N 1, N t N 2 N N, t gdzie: t/ c. Szkic rozwiązania przedstawia rys. N 0 Gęstość fotonów ρ N ρ N t Inwersja obsadzeń N N e Zależność czasowa inwersji obsadzeń i gęstości fotonów 5
6 Ale Całkując 0 N 1 2 N t N N t ln N N N N 0, 0 gdzie: 0 i N 0 odnoszą się do t 0. W t izezwiązku P h V / c wyznaczamy moc wyjściową lasera P 2 h V N t ln N N N c N 0. 0 Maksymalna moc wyjściowa P max jest osiągana wtedy, gdy N N t oraz P max 2 h V N 0. c Czas trwania impulsu gigantycznego jest w przybliżeniu równy czasowi życia fotonów we wnęce. 6
7 Modulacja wnęki o dużej dobroci Wyjście Rura laserowa Zwierciadło 100% Modulator akustooptyczny Zwierciadło 100% Zwierciadło 100% Generacja impulsu metodą cavity dumping za pomocą modulatora akustooptycznego odchylającego wiązkę dzięki ugięciu Bragga Synchronizacja modów podłużnych Synchronizacja modów podłużnych pozwala na otrzymanie impulsów światła o bardzo krótkim czasie trwania. Synchronizacja modów przy modulacji amplitudy Różnica częstotliwości między dwoma sąsiednimi modami f. Amplituda pola elektrycznego modu q we wnęce 7
8 E q t E 0 1 M cos t cos q t, gdzie: M głębokość modulacji, 2 f. Rozwijając E q t E 0 cos q t ME 0 cos 2 q t ME 0 cos 2 q t. Występują częstotliwości różnicowe i sumacyjne, które pokrywają się z częstościami sąsiednich modów. Wszystkie mody są w tej samej fazie, dlatego mówimy o synchronizacji modów. W przypadku synchronizacji E s t E 0 exp i 0 n t. n gdzie: 0 jest częstością centralną, a 2 f jest różnicą częstości między sąsiednimi modami. Sumując po wszystkich modach: n N 1 /2,..., N 1 /2, (N jest liczbą modów) 8
9 E s t E 0 exp i 0 t sin N t 2 sin t. 2 Stąd natężenie promieniowania wyraża się wzorem sin 2 N I sm t I t 2 0 sin 2 t. 2 Maksymalne natężenie światła I sm N 2 E 0 2. Przy braku synchronizacji E ns t E 0 exp i 0 t n, a natężenie wypadkowe I ns t K E t 2 Inaczej I ns t K n K E 0 exp i 0 t n 2. n E 0 2 K n m n E 0 E 0 exp i n m 0 t n m. 9
10 Drugi człon jest równy zeru I ns N E 0 2 NI. 1. Dzięki synchronizacji modów natężenie promieniowania jest N razy większe niż przy jej braku I sm NI ns. 2. Czas trwania impulsu w warunkach synchronizacji modów N 2 1 Nf. Ponieważ Nf, zatem czas trwania impulsu jest odwrotnie proporcjonalny do szerokości pasma albo liczby modów. 3. Czas między dwoma sąsiednimi impulsami jest funkcją długości rezonatora i wynosi (w naszym przybliżeniu) 2L/c. Rola laserów Ti:Al 2 O 3. 10
11 Synchronizacja modów przy modulacji częstości Niech E q t E 0 sin q t q mcos t, Rozwińmy sin q t q mcos t sin q t q cos mcos t cos q t q sin mcos t. Ale cos mcos t J 0 m 2 1 k J 2k m cos 2k t k 1 oraz sin mcos t 2 1 k J 2k 1 m cos 2k 1 t, k 1 gdzie: J n k jest funkcją Bessela pierwszego 11
12 rodzaju rzędu n Tak więc sin q t q mcos t J 0 m sin q t q J 1 m cos q t q cos q t q J 2 m sin q 2 t q sin q 2 t q J 3 m cos q 3 t q cos q 3 t q J 4 m sin q 4 t q sin q 4 t q, W wyniku modulacji częstości powstają równocześnie wszystkie częstości boczne i jeżeli 2 c/2l, toczęstości boczne odpowiadają częstościom modów rezonatora i są w zgodnych fazach. Obserwujemy zatem synchronizację modów. 12
13 Metody realizacji synchronizacji modów podłużnych 1. Aktywna synchronizacja a) Gazowy laser ciągły z aktywną synchronizacją modów Ciąg impulsów nanosekundowych Laser barwnikowy Ciąg impulsów pikosekundowych b) Laser tytanowo-szafirowy Ciąg impulsów femtosekundowych Przesłona Synchronizacja modów w laserze pompowanym synchronicznie (a) oraz przy wykorzystaniu efektu Kerra (b) 2. Pasywna synchronizacja Nasycający się absorber. Odpowiednie zwierciadła rezonatora Optyczny efekt Kerra 13
14 n n 0 KI, gdzie: K stała Kerra, n 0 współczynnik załamania ośrodka przy I Pompowanie synchroniczne 4. Samosynchronizacja Generacja impulsów femtosekundowych Możliwości Kompensacja dyspersji Niech faza fali ma postać t z. Prędkość fazowa v f, prędkością grupowa v g. Znajdziemy rozszerzenie impulsu światła o długości fali 0 iszerokości spektralnej 0, po przejściu ośrodka dyspersyjnego odługości L. 14
15 Prędkość grupowa v g dk Ponieważ c/n, to v g c n 1 0 n dn n c 1 0 n dn, zatem z dv g / rozszerzenie impulsu o szerokości spektralnej 0 v g c 0 d 2 n n dn 2 n 0. Po przejściu drogi L L v g. 2 v g Przy pewnych uproszczeniach L c d 2 n 2. Współczynnik dyspersji materiałowej m L 0 d 2 n ps c 2 kmnm. Paczkę falową z centrum w 0 dzielimy na dwie: 15
16 oczęstościach 1 i 2. Wzajemne opóźnienie paczek L 1 vg2 v 1 g1 L W przybliżeniu 2 Zatem i d L d2. 2 d 2 2 d 1 v g 1 v g 2 dv g. 16
17 Kompensacja za pomocą pryzmatów A D Θ C H B Zwierciadło Kompensacja dyspersji za pomocą pryzmatów Droga optyczna promienia P n z dz, dla dwu przejść dwu pryzmatów w rezonatorze P 2DB 2ABcos 2Lcos, gdzie: L jest odległością między pryzmatami. Dyspersja jest proporcjonalna do drugiej pochodnej współczynnika załamania oraz do drugiej pochodnej drogi optycznej po długości fali dp dp dn dn i 17
18 d 2 P 2 d2 P 2 dp dn dn dn d2 n 2 2 d2 dn 2 dn 2. Pryzmat pod kątem Brewstera α ε φ 1 φ 2 ψ 1 ψ 2 Oznaczenia kątów w pryzmacie 1 2, sin 1 nsin 1, sin 2 nsin 2. i 2 dn 1 dn, dalej 2 dn 1 cos 2 sin 2 cos 2 tan 1, d tan 2 tan 2 dn dn n dn. Zauważmy, że kąt i są zdefiniowane w przeciwne strony, tzn. że 18
19 2 dn Ponieważ dn. oraz to i Stąd 1 2 tan 2 n, dn 2 d 2 dn n 3. d 2 P 4L d2 n 2 2n 1 dn 2 n 3 8L dn 2 cos. Ponieważ kąt jest małym kątem drugi czynnik może dominować i tym samym uzyskamy układ o ujemnej dyspersji. 2 sin 19
20 Przykład Znaleźć L, od którego układ pryzmatyczny staje się układem z ujemną dyspersją, jeśli 1. pryzmaty są pod kątem Brewstera (kąt najmniejszego odchylenia), 2. n 1.516, dn/ m 1 i d 2 n/ m 1. Wielkość Lsin jest rozszerzeniem wiązki na zwierciadle po przejściu przez dwa pryzmaty i przyjmijmy, że jest ono dwukrotnie większe niż średnica wiązki, która wynosi np. 1mm. Podstawiając te dane d 2 P L mm/ m, 2 stąd dlal 215 otrzymujemy ujemną dyspersję. 20
21 Kompensacja za pomocą siatek B(ω ) 2 B(ω ) 1 L Θ b(ω ) 2 β γ b(ω ) 1 H(ω ) 1 H(ω ) 2 A Optyczna droga promienia między parą siatek Policzmy drogi promieni światła oróżnych częstotliwościach. Kąt dyfrakcji promieni, w następujący sposób 2 c sin sin, d gdzie: d jest stałą siatki. Droga optycznej promieni P b 1 cos, gdzie: b jest odległością AB, którazależy od odległości L, ponieważ b L cos. Można pokazać, że całkowita zmiana fazy wynosi 21
22 i c P 2 L d tg. P c. Czas potrzebny na przejście drogi P. Dyspersja prędkości grupowej w układzie pary siatek d2 1 2 c dp. Różniczkując d cl 1 2 c 2 3 d 2 d sin 2 3/2. Dyspersja jest nieliniową funkcją częstości i jej wartość jest zawsze ujemna. 22
23 Układy dwu par siatek Wejście Wyjście Działanie układu dwu par siatek dyfrakcyjnych (kompresor) Wejście Wyjście Układ siatkowego rozszerzacza impulsów w czasie Przykład γ A L b B Θ H Optyczna droga promienia między parą siatek Znajdziemy odległość między siatkami układu każda o 1500 rys/mm, by optymalnie skompresować impuls o czasie trwania 20 ps, paśmie 12 nm, przy 1.06 m. 23
24 Droga optyczna b L cos, gdzie: L jest odległością między siatkami. Równanie siatek dyfrakcyjnych m a sin sin, gdzie: m jest rzędem dyfrakcji, a a stałą siatek. Dla dyfrakcji pierwszego rzędu sin a sin. Długość drogi optycznej ABH b 1 cos, czasprzejścia impulsu od A do H wynosi b c 1 cos. Dyspersja układu siatek (b jak i są zależne od długości fali) wynosi ca b /a 1 /a sin. 2 Wymagamy, by impuls o czasie trwania 20 ps uległ maksymalnemu skróceniu, czyli opóźnienie skrajnych częstotliwości powinno, zgodnie z warunkami zadania, 24
25 wynosić 20ps, przy 12 nm, / 1.67 ps/nm. Otrzymujemy s/ m b , 2 stąd optymalna odległość odległość między siatkami wynosi 102 mm. Praktycznie, użycie kompresorów tego typu pozwala zmniejszyć czas trwania impulsu razy. Kompensacja za pomocą zwierciadeł dielektrycznych λ 1 > λ 2 > λ 3 λ 1 λ 2 λ 3 Warstwy dielektryka Konstrukcja zwierciadła kompensującego dyspersję (za [14]) 25
26 Kompresja impulsów Przeciwbieżne impulsy Nasycający się absorber Lasery z nakładającymi się impulsami Samomodulacja fazowa Optyczny efekt Kerra n n 0 KI, gdzie: K jest stałą Kerra (rzędu m 2 /W), a n 0 jest współczynnikiem załamania światłowodu przy I 0. Wyjście Wejście t t Światłowód Układ siatek dyfrakcyjnych Kompresja impulsu przez samomodulację fazową w jednomodowym światłowodzie i układ siatek dyfrakcyjnych Opóźnienie fazy 26
27 L 2 n 0L 2 KIL Zmiany zmiany częstotliwości rozchodzącego o 2 KL di dt. Niech w światłowodzie rozchodzi się impuls gaussowski 2 KL t T I 0exp t 2. 2 T Jeśli t 0 (czoło impulsu), to przesunięcie jest ujemne, czyli obserwuje się przesunięciukuczerwieni. Dla t 0 (zbocze) przesunięcie częstotliwości jest w kierunku niebieskiej części widma. Impuls świergoczący (ang. chirped pulse) dodatnio świergoczący ujemnie świergoczący. kompresja solitonowa).. 27
28 Sygnał wejściowy Sygnał wyjściowy Natężenie [j.w.] 2.3 nm Długość fali [nm] Widmo impulsu przed i po przejściu przez światłowód Najkrótsze impulsy osiągają czas trwania 4.5 fs (16 fs to ok. 10 okresów światła widzialnego). Selekcja pojedynczego impulsu Generator impulsów HV Ciąg impulsów ultrakrótkich Fotodioda Komórka Pockelsa Polaryzator Separacja pojedynczego impulsu za pomocą komórki Pockelsa Inna metoda cavity dumping. 28
29 Laser pomujący Dynamika laserów Wzmacniacze laserowe Wzmacniacze z jednym przejściem Wzmacniacze z wieloma przejściami (wzmacniacze regeneratywne) Komórka Pockelsa Ośrodek czynny pręt Ti:S Polaryzator Wyjście Wejście Prosty układ regeneratywnego wzmacniacza Układ rozszerzający impuls wejściowy Układ kompresji impulsu Wejście Wyjście Laser pomujący Ośrodek czynny pręt Ti:S Polaryzator Komórka Pockelsa Komórka Pockelsa Polaryzator Schemat wzmacniacza regenaratywnego impulsów femtosekundowych 29
30 Poszerzacze impulsu (typowo 10000) (ang. stretcher) Wzmocnienie do10 6. Pomiary czasu ultrakrótkich impulsów Jeśli E t E 0 exp 2ln2 t t FWHM gdzie: c t jest liniowym świergotaniem impulsu w czasie jego trwania. to wartość FWHM widma FWHM 1 2ln2 t FWHM exp i 2 c t t 2 2 c t FWHM. Dolna granica FWHM t FWHM 2ln Ten czynnik dla innych kształtów obwiedni impulsów wynosi Funkcja FWHM t FWHM sech t t exp ln 2 t t
31 1. Metoda interferencyjna Interferometr Michelsona Ostry obraz otrzymujemy wtedy, gdy impulsy będą się pokrywały. funkcja autokorelacji natężenia G I t I t dt. FunkcjaG osiąga wartość maksymalną, jeżeli obie wartościi t i I t osiągają maksimum. 2. Metoda oparta na generacji drugiej harmonicznej Dzielnik wiązki Kryształ KDP Wiązka 2ω, ω Detektor Linia opoźniająca 31
32 Natężenie drugiej harmonicznej w funkcji opóźnienia jest proporcjonalne do funkcji autokorelacyjnej drugiego rzędu G 2 I t I t dt G 2, I 2 t dt gdzie: I t jest natężeniem impulsu. Amplituda drugiej harmonicznej E 2 E 2. Natężenie drugiej harmonicznej I s 2T 1 T I 2 t, dt, T gdzie: I 2 t, E 2 t 2 E t E t 2 2. Zatem należy znaleźć całkę I s 2T 1 T E t E t 2 2 dt. T Załóżmy, że E t E 0 t Re exp i t, 32
33 Po podstawieniu I s 1 T E 2T 4 0 t cos 4 t dt T 2T 1 T E 4 0 t cos 4 t dt T 4 2T 1 T E 3 0 t E 0 t T cos 3 t cos t dt 6 2T 1 T E 2 0 t E 2 0 t T cos 2 t cos 2 t dt 4 2T 1 T E 0 t E 3 0 t T cos t cos 3 t dt. Przybliżenie wolno zmiennej amplitudy pierwsze dwie całki są identyczne z dokładnością do przesunięcia w czasie, 33
34 która to zależność szybko znika i możemy ją pominąć, a ponieważ: cos 4 t cos2 t 1 8 cos4 t, więc sumatychcałek T 1 T E 4 0 t dt, T trzecia całka cos 2T 1 T E 3 0 t E 0 t dt, T ponieważ cos 3 t cos t cos 4 t cos t cos 3 t sin t sin, czwarta całka zawiera cos 2 t cos 2 t co daje cos 2 czynniki oscylujace, 34
35 T cos 2 1 2T E 0 t E 3 0 t T piąta całkę cos 2T 1 T E 0 t E 3 0 t dt, T Wtedy I s T E 2T 4 0 t dt T T E 2T 2 0 t E 2 0 t dt T T 3 2 cos 1 2T E 3 0 t E 0 t T E 0 t E 3 0 t dt T 3 4 cos 2 1 2T E 2 0 t E 2 0 t dt. T Pierwszy wyraz daje stały przyczynek do natężenia, 35
36 drugi jest funkcją autokorelacji obwiedni natężenia, dwa ostatnie wyrazy dają modulację przebiegu funkcji autokorelacji i mogą zawierać informacje o strukturze fazowej impulsów, które mają tę strukturę bardziej złożoną, np. o świergotaniu impulsów Funkcja autokorelacji impulsu gaussowskiego. Przyjmijmy, że funkcja jest gaussowska E 0 t exp at 2. Pomijając czynnik 1/2T icałkując w przedziale, otrzymamy I s 3 8 a 1 2exp a 2 4cos exp 3 4 a 2 cos 2 exp a 2. Stosunek maksimum I s (w 0) dotła (w ) wynosi 8:1. 36
37 Dzielnik wiązki Kryształ KDP Wiązka 2ω Detektor 2ω Filtr 2ω Linia opoźniająca Układ pomiarowy do pomiaru natężenia funkcji autokorelacyjnej 3. Fluorescencja dwufotonowa Wadą metody mały stosunek sygnału do szumu Dzielnik wiązki Roztwór barwnika Aparat fotograficzny Miejsce nakrywania się impulsów Metoda fluorescencji dwufotonowej przy pomiarze czasu trwania impulsu 4. Kamera smugowa 37
38 Literatura 1. J. Advantovic, D. Uttamchandani, Principles of modern optical system, Artech House, Norwood (MA) Ch.C.Davis,Lasers and electro optics, Cambridge University Press, Cambridge W. Demtröder, Spektroskopia laserowa, PWN, Waraszawa, K. J. Eberling, Integrated optoelectronics, Springer-Verlag, Berlin A. K. Ghatak, K. Thyagarajan, Optical electronics, Cambridge University Press, Cambrige R. G. Hunsperger, Integrated optics, Springer-Velag, Berlin E. R. Mustiel, W. N. Parygin, Metody modulacji światła, PWN,Warszawa F. Kaczmarek, Wstęp do fzyki laserów, PWN, Warszawa J. C. Palais, Zarys telekomunikacji światłowodowej, WKŁ, Warszawa A. Pawluczyk, Elementy i układy 38
39 optoelektroniczne, WKŁ, Warszawa J. Petykiewicz, Podstawy fizyczne opyki scalonej, PWN, Warszawa F. Ratajczyk, Optyka ośrodków anizotropowych, PWN,Warszawa F. P. Schäfer, Dye lasers, Springer-Verlag, ed. III, Berlin J. Wilson, J. F. Hawkes, Optoelectronics an introduction, Prentice Hall, New York J. T. Verdeyen, Laser electronics, Prentice Hall, New Jersey A. Yariv, P. Yeh, Opticzeskie wołny w kristałah, Mir, Moskwa 1987, tłm. z ang. Propagation and control of laser radiation, J.Wiley&Sons,NewYork A. Yariv, Quantum Electronics, ed. III, John Wiley & Sons, New York M. L. Riaziat, Introduction to Hight Speed Electronics and Optoelectronics, John Wiley & Sons, New York A.Ghatak, K. Thyagarajan, Introduction to Fiber Optics, Cambridge University 39
40 Press,Cambridge E. Rosencher, B. Vinter, Optoelectronics, Cambrige University Press, Cambridge B. E. A. Saleh, M. C. Teich, Fundamentals of photonics, John Wiley & Sons, New York Toronto Singapore Brisbane Chicheste L. A. Coldren, S.W. Corzine, Diode lasers and photonic integrated circuits, John Wiley & Sons, New York W. Lauterborn, T. Kurz, Coherent Optics, Springer-Verlag, Berlin
IV. Transmisja. /~bezet
Światłowody IV. Transmisja BERNARD ZIĘTEK http://www.fizyka.umk.pl www.fizyka.umk.pl/~ /~bezet 1. Tłumienność 10 7 10 6 Tłumienność [db/km] 10 5 10 4 10 3 10 2 10 SiO 2 Tłumienność szkła w latach (za A.
Bardziej szczegółowoFIZYKA LASERÓW. AKCJA LASEROWA (dynamika) TEK, IFAiIS UMK, Toruń
FIZYKA LASERÓW AKCJA LASEROWA (dynamika) BERNARD ZIĘTEK, TEK, IFAiIS UMK, Toruń 1. Oscylacje relaksacyjne Równania wyjściowe Dynamika laserów Załóżmy, że Zaniedbujemy wyrazy wyższego niż II rząd Bernard
Bardziej szczegółowoVI AKCJA LASEROWA. IFAiIS UMK, Toruń
VI AKCJA LASEROWA BERNARD ZIĘTEK, IFAiIS UMK, Toruń Sekwencja wydarzeń w układzie lasera 1. Emisja spontaniczna 2. Inwersja obsadzeń 3. Wzmocniona emisja spontaniczna 4. Zwierciadło kieruje do wzmacniacza
Bardziej szczegółowoTeoria falowa Równania Maxwella
Teoria falowa Równania Maxwella Oś falowodu oś z Równania Maxwella E B, t H J D t, D, B 0. Jeżeli E x,y,z,t Re E x,y,z e i t 1 2 E x,y,z e i t E x,y,z e i t, 1 W postaci zespolonej: E i B, prawo indukcji
Bardziej szczegółowoWprowadzenie do optyki nieliniowej
Wprowadzenie do optyki nieliniowej Prezentacja zawiera kopie folii omawianych na wykładzie. Niniejsze opracowanie chronione jest prawem autorskim. Wykorzystanie niekomercyjne dozwolone pod warunkiem podania
Bardziej szczegółowoFotonika kurs magisterski grupa R41 semestr VII Specjalność: Inżynieria fotoniczna. Egzamin ustny: trzy zagadnienia do objaśnienia
Dr inż. Tomasz Kozacki Prof. dr hab.inż. Romuald Jóźwicki Zakład Techniki Optycznej Instytut Mikromechaniki i Fotoniki pokój 513a ogłoszenia na tablicach V-tego piętra kurs magisterski grupa R41 semestr
Bardziej szczegółowoVI. Elementy techniki, lasery
Światłowody VI. Elementy techniki, lasery BERNARD ZIĘTEK http://www.fizyka.umk.pl www.fizyka.umk.pl/~ /~bezet a) Sprzęgacze czołowe 1. Sprzęgacze światłowodowe (czołowe, boczne, stałe, rozłączalne) Złącza,
Bardziej szczegółowoWzmacniacze. Wzmocnienie linii jednorodnie poszerzonych
Wzmacniacze Współczynnik wzmocnienia Patrz B. Ziętek, Optoelektronika, Wydawnictwo UMK. Toruń 24. Wzmocnienie linii jednorodnie poszerzonych Patrz B. Ziętek, Optoelektronika, Wydawnictwo UMK. Toruń 24.
Bardziej szczegółowoTechnika laserowa, otrzymywanie krótkich impulsów Praca impulsowa
Praca impulsowa Impuls trwa określony czas i jest powtarzany z pewną częstotliwością; moc w pracy impulsowej znacznie wyższa niż w pracy ciągłej (pomiędzy impulsami może magazynować się energia) Ablacja
Bardziej szczegółowoELEMENTY TECHNIKI LASEROWEJ Optymalizacja mocy laserów
ELEMENTY TECHNIKI LASEROWEJ Optymalizacja mocy laserów Optymalizacja dobranie takich warunków, by moc wyjściowa lasera była jak największa. Czas życia fotonów we wnęce 1 c 1 dys 1 prom, gdzie: 1 dys c
Bardziej szczegółowoPODSTAWY FIZYKI LASERÓW Wstęp
PODSTAWY FIZYKI LASERÓW Wstęp LASER Light Amplification by Stimulation Emission of Radiation Składa się z: 1. ośrodka czynnego. układu pompującego 3.Rezonator optyczny - wnęka rezonansowa Generatory: liniowe
Bardziej szczegółowoII. WZMOCNIENIE I WZMACNIACZE
II WZMOCNIENIE I WZMACNIACZE Wstęp Wzmacniacz fotonów urządzenie zwiększające natężenie przechodzącego promieniowania dzięki emisji wymuszonej Parametry: 1 wzmocnienie, szerokość pasma, 3 przesunięcie
Bardziej szczegółowoLASERY NA CIELE STAŁYM BERNARD ZIĘTEK
LASERY NA CIELE STAŁYM BERNARD ZIĘTEK TEK Lasery na ciele stałym lasery, których ośrodek czynny jest: -kryształem i ciałem amorficznym (również proszkiem), - dielektrykiem i półprzewodnikiem. 2 Podział
Bardziej szczegółowoOTRZYMYWANIE KRÓTKICH IMPULSÓW LASEROWYCH
OTRZYMYWANIE KRÓTKICH IMPULSÓW LASEROWYCH Impulsowe lasery na ciele stałym są najbardziej ważnymi i szeroko rozpowszechnionymi systemami laserowymi. Np laser Nd:YAG jest najczęściej stosowany do znakowania,
Bardziej szczegółowoLaboratorium Optyki Nieliniowej
Spis treści 1. Wprowadzenie... 1. Dyspersja prędkości grupowej... 5 A. Wydłużenie impulsu... 6 3. Pomiar czasu trwania impulsu... 1 B. Autokorelator interferometryczny... 13 C. Autokorelator natężeniowy...
Bardziej szczegółowoWłaściwości światła laserowego
Właściwości światła laserowego Cechy charakterystyczne światła laserowego: rozbieżność (równoległość) wiązki, pasmo spektralne, gęstość mocy spójność (koherencja). Równoległość wiązki Dyfrakcyjną rozbieżność
Bardziej szczegółowoModulatory. Bernard Ziętek
Modulatory Bernard Ziętek Wstęp Równanie fali (pole elektryczne fali elektromagnetycznej) Parametry: α ω φ nz Współczynnik absorpcji (amplituda) Częstość kołowa Faza Droga optyczna (współczynnik załamania
Bardziej szczegółowoOPTOELEKTRONIKA II. Podstawy fizyki laserów
OPTOELEKTRONIKA II Podstawy fizyki laserów 1. ABSORPCJA i EMISJA ŚWIATŁA Prawdopodobieństwo: - emisji spontanicznej - emisji wymuszonej - absorpcji gdzie -gęstość energii fotonów Bernard Ziętek IF UMK
Bardziej szczegółowoSolitony i zjawiska nieliniowe we włóknach optycznych
Solitony i zjawiska nieliniowe we włóknach optycznych Prezentacja zawiera kopie folii omawianych na wykładzie. Niniejsze opracowanie chronione jest prawem autorskim. Wykorzystanie niekomercyjne dozwolone
Bardziej szczegółowoWYBRANE TECHNIKI SPEKTROSKOPII LASEROWEJ ROZDZIELCZEJ W CZASIE prof. Halina Abramczyk Laboratory of Laser Molecular Spectroscopy
WYBRANE TECHNIKI SPEKTROSKOPII LASEROWEJ ROZDZIELCZEJ W CZASIE 1 Ze względu na rozdzielczość czasową metody, zależną od długości trwania impulsu, spektroskopię dzielimy na: nanosekundową (10-9 s) pikosekundową
Bardziej szczegółowoOśrodki dielektryczne optycznie nieliniowe
Ośrodki dielektryczne optycznie nieliniowe Równania Maxwella roth rot D t B t = = przy czym tym razem wektor indukcji elektrycznej D ε + = ( ) Wektor polaryzacji jest nieliniową funkcją natężenia pola
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 8 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Paweł Kowalczyk, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2015/16
Bardziej szczegółowoMoc wyjściowa laserów
Moc wyjściowa laserów Wstęp Optymalizacja polega na dobraniu takich warunków, by moc wyjściowa lasera była jak największa. Spróbujemy zoptymalizować straty promieniste. W tym celu zapiszmy wyrażenie na
Bardziej szczegółowoOPTOELEKTRONIKA. I Podstawy fizyki laserów
OPTOELEKTRONIKA I Podstawy fizyki laserów 1. ABSORPCJA i EMISJA ŚWIATŁA Prawdopodobieństwo: - emisji spontanicznej - emisji wymuszonej - absorpcji gdzie -gęstość energii fotonów Bernard Ziętek IF UMK Toruń
Bardziej szczegółowoAutokoherentny pomiar widma laserów półprzewodnikowych. autorzy: Łukasz Długosz Jacek Konieczny
Autokoherentny pomiar widma laserów półprzewodnikowych autorzy: Łukasz Długosz Jacek Konieczny Systemy koherentne wstęp Systemy transmisji światłowodowej wykorzystujące podczas procesu transmisji światło
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 8 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2013/14
Bardziej szczegółowoNiezwykłe światło. ultrakrótkie impulsy laserowe. Piotr Fita
Niezwykłe światło ultrakrótkie impulsy laserowe Laboratorium Procesów Ultraszybkich Zakład Optyki Wydział Fizyki Uniwersytetu Warszawskiego Światło Fala elektromagnetyczna Dla światła widzialnego długość
Bardziej szczegółowoLASERY NA SWOBODNYCH ELEKTRONACH
LASERY NA SWOBODNYCH ELEKTRONACH Historia: 1951 r. Hans Motz, 1957 r. Philips, 1975 r. J. Madey, 1977 r. J. Madey ogłosił uruchomienie pierwszego FEL, 1983 r. pierwszy FEL w obszarze widzialnym Orsey (Francja),
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 8 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 7 wykład: Piotr Fita pokazy: Jacek Szczytko ćwiczenia: Aneta Drabińska, Paweł Kowalczyk, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet
Bardziej szczegółowoUNIWERSYTET MARII CURIE-SKŁODOWSKIEJ W LUBLINIE
UNIWERSYTET MARII CURIE-SKŁODOWSKIEJ W LUBLINIE Projekt Zintegrowany UMCS Centrum Kształcenia i Obsługi Studiów, Biuro ds. Kształcenia Ustawicznego telefon: +48 81 537 54 61 Podstawowe informacje o przedmiocie
Bardziej szczegółowoDyspersja światłowodów Kompensacja i pomiary
Dyspersja światłowodów Kompensacja i pomiary Prezentacja zawiera kopie folii omawianych na wykładzie. Niniejsze opracowanie chronione jest prawem autorskim. Wykorzystanie niekomercyjne dozwolone pod warunkiem
Bardziej szczegółowoLaboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 1. Modulator akustooptyczny
Laboratorium techniki laserowej Ćwiczenie 1. Modulator akustooptyczny Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WETI, Politechnika Gdaoska Gdańsk 2006 1. Wstęp Ogromne zapotrzebowanie na informację
Bardziej szczegółowo527 nm YLF. Tsunami 800 nm
WZMOCNINI pompowanie powodujące inwersje obsadzeń 527 nm YLF Kryształ Ti +3 :Al 2 O 3 absorpcja emisja Tsunami 800 nm Kryształ Ti +3 :Al 2 O 3 550nm 800nm Jeżeli impuls przechodzi przez ośrodek nieliniowy,
Bardziej szczegółowow obszarze linii Podziały z różnych punktów widzenia lasery oscylatory (OPO optical parametric oscillator)
Rodzaj przestrajania Lasery przestrajalne dyskretne wybór linii widmowej wyższe harmoniczne w obszarze linii szerokie szerokie pasmo Podziały z różnych punktów widzenia lasery oscylatory (OPO optical parametric
Bardziej szczegółowoPrędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie
napisał Michał Wierzbicki Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie Prędkość grupowa paczki falowej Paczka falowa jest superpozycją fal o różnej częstości biegnących wzdłuż osi z.
Bardziej szczegółowoTechnika laserowa. dr inż. Sebastian Bielski. Wydział Fizyki Technicznej i Matematyki Stosowanej PG
Technika laserowa dr inż. Sebastian Bielski Wydział Fizyki Technicznej i Matematyki Stosowanej PG Technika laserowa Zakres materiału (wstępnie przewidywany) 1. Bezpieczeństwo pracy z laserem 2. Własności
Bardziej szczegółowoLaboratorium TECHNIKI LASEROWEJ. Ćwiczenie 1. Modulator akustooptyczny
Laboratorium TECHNIKI LASEROWEJ Ćwiczenie 1. Modulator akustooptyczny Katedra Metrologii i Optoelektroniki WETI Politechnika Gdańska Gdańsk 2018 1. Wstęp Ogromne zapotrzebowanie na informację oraz dynamiczny
Bardziej szczegółowoOptyczny dualizm przestrzenno-czasowy: zastosowania w optyce kwantowej
Sympozjum IFD, 28.11.2016 Optyczny dualizm przestrzenno-czasowy: zastosowania w optyce kwantowej Michał Karpiński Zakład Optyki IFD UW Optical Quantum Technologies Group, Clarendon Laboratory, University
Bardziej szczegółowoBernard Ziętek OPTOELEKTRONIKA
Uniwersytet Mikołaja Kopernika Bernard Ziętek OPTOELEKTRONIKA Wydanie III, uzupełnione i poprawione Toruń 2011 SPIS TREŚCI PRZEDMOWA DO III WYDANIA 1 PRZEDMOWA DO II WYDANIA 3 PRZEDMOWA DO I WYDANIA 4
Bardziej szczegółowoLaboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 3. Pomiar drgao przy pomocy interferometru Michelsona
Laboratorium techniki laserowej Ćwiczenie 3. Pomiar drgao przy pomocy interferometru Michelsona Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WET, Politechnika Gdaoska Gdańsk 006 1. Wstęp Celem ćwiczenia
Bardziej szczegółowoKształtowanie wiązki laserowej przez układy optyczne
Kształtowanie wiązki laserowej przez układy optyczne W przestrzeni przyosiowej, dla układu bezaberracyjnego i nie przycinającego wiązki gaussowskiej płaszczyzna przewężenia n = 1 n = 1 w w F F w w π π
Bardziej szczegółowoOscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem. S 0 amplituda odkształcenia. f [Hz] - częstotliwość.
Akusto-optyka Fala akustyczna jest falą mechaniczną Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem ( x, t) S cos( Ωt qx) s Częstotliwość kołowa Ω πf Długość fali
Bardziej szczegółowoCzujniki światłowodowe
Czujniki światłowodowe Pomiar wielkości fizycznych zaburzających propagację promieniowania Idea pomiaru Dioda System optyczny Odbiornik Wejście pośrednie przez modulator Wielkość mierzona wejście czujnik
Bardziej szczegółowoIII. Opis falowy. /~bezet
Światłowody III. Opis falowy BERNARD ZIĘTEK http://www.fizyka.umk.pl www.fizyka.umk.pl/~ /~bezet Równanie falowe w próżni Teoria falowa Równanie Helmholtza Równanie bezdyspersyjne fali płaskiej, rozchodzącej
Bardziej szczegółowoFotonika. Plan: Wykład 3: Polaryzacja światła
Fotonika Wykład 3: Polaryzacja światła Plan: Równania Maxwella w ośrodku optycznie liniowym Równania Maxwella dla fal monochromatycznych Polaryzacja światła Fala płaska spolaryzowana Polaryzacje liniowe,
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 7 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15
Bardziej szczegółowoOPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki
OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Równania (3.7), pomimo swojej prostoty, nie posiadają poza nielicznymi przypadkami ścisłych rozwiązań,
Bardziej szczegółowoI.4 Promieniowanie rentgenowskie. Efekt Comptona. Otrzymywanie promieniowania X Pochłanianie X przez materię Efekt Comptona
r. akad. 004/005 I.4 Promieniowanie rentgenowskie. Efekt Comptona Otrzymywanie promieniowania X Pochłanianie X przez materię Efekt Comptona Jan Królikowski Fizyka IVBC 1 r. akad. 004/005 0.01 nm=0.1 A
Bardziej szczegółowoOscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem. S 0 amplituda odkształcenia. f [Hz] -częstotliwość.
Akusto-optyka Fala akustyczna jest falą mechaniczną Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem ( x, t) S cos( Ωt qx) s Częstotliwość kołowa Ω πf Długość fali
Bardziej szczegółowoWSTĘP DO OPTYKI FOURIEROWSKIEJ
1100-4BW1, rok akademicki 018/19 WSTĘP DO OPTYKI FOURIEROWSKIEJ dr hab. Rafał Kasztelanic Wykład 4 Przestrzeń swobodna jako filtr częstości przestrzennych Załóżmy, że znamy rozkład pola na fale monochromatyczne
Bardziej szczegółowoLABORATORIUM ELEKTROAKUSTYKI. ĆWICZENIE NR 1 Drgania układów mechanicznych
LABORATORIUM ELEKTROAKUSTYKI ĆWICZENIE NR Drgania układów mechanicznych Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z właściwościami układów drgających oraz metodami pomiaru i analizy drgań. W ramach
Bardziej szczegółowoPiotr Targowski i Bernard Ziętek GENERACJA II HARMONICZNEJ ŚWIATŁA
Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Piotr Targowski i Bernard Ziętek Pracownia Optoelektroniki GENERACJA II HARMONICZNEJ ŚWIATŁA Zadanie VI Zakład Optoelektroniki Toruń 004 I. Cel zadania Celem
Bardziej szczegółowoMetody Optyczne w Technice. Wykład 5 Interferometria laserowa
Metody Optyczne w Technice Wykład 5 nterferometria laserowa Promieniowanie laserowe Wiązka monochromatyczna Duża koherencja przestrzenna i czasowa Niewielka rozbieżność wiązki Duża moc Największa możliwa
Bardziej szczegółowoLaboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 5. Modulator PLZT
Laboratorium techniki laserowej Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WETI, Politechnika Gdaoska Gdańsk 006 1.Wstęp Rozwój techniki optoelektronicznej spowodował poszukiwania nowych materiałów
Bardziej szczegółowoWykład 17: Optyka falowa cz.1.
Wykład 17: Optyka falowa cz.1. Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.31 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ 1 Zasada Huyghensa Christian Huygens 1678 r. pierwsza
Bardziej szczegółowow dielektrykach Efekty nieliniowe
Światło w dielektrykach Efekty nieliniowe I. Nierezonansowe a) drugiego rzędu - generacja drugiej harmonicznej, - optyczne parametryczne wzmocnienie, - efekt Pockelsa, - elektro - optyczne odbicie wiązki,
Bardziej szczegółowoRóżnorodne zjawiska w rezonatorze Fala stojąca modu TEM m,n
Różnorodne zjawiska w rezonatorze Fala stojąca modu TEM m,n -z z w płaszczyzna przewężenia Propaguję się jednocześnie dwie fale w przeciwbieżnych kierunkach Dla kierunku 2 kr 2R ( r,z) exp i kz s Φ exp(
Bardziej szczegółowoInterferencja promieniowania
nterferencja promieniowania Zastosowania Metrologia Nanotechnologie Czujniki szczególnie światłowodowe Elementy fotoniczne Wyjaśnianie: generacji modów w laserze propagacji modów w światłowodach Generacja
Bardziej szczegółowof = 2 śr MODULACJE
5. MODULACJE 5.1. Wstęp Modulacja polega na odzwierciedleniu przebiegu sygnału oryginalnego przez zmianę jednego z parametrów fali nośnej. Przyczyny stosowania modulacji: 1. Umożliwienie wydajnego wypromieniowania
Bardziej szczegółowoFala jest zaburzeniem, rozchodzącym się w ośrodku, przy czym żadna część ośrodka nie wykonuje zbyt dużego ruchu
Ruch falowy Fala jest zaburzeniem, rozchodzącym się w ośrodku, przy czym żadna część ośrodka nie wykonuje zbyt dużego ruchu Fala rozchodzi się w przestrzeni niosąc ze sobą energię, ale niekoniecznie musi
Bardziej szczegółowoFizyka Laserów wykład 6. Czesław Radzewicz
Fizyka Laserów wykład 6 Czesław Radzewicz wzmacniacz laserowy (długie impulsy) - przypomnienie 2 bilans obsadzeń: σ 21 N 2 F s σ 21 N 2 F ħω 12 dn 2 dt = σ 21N 1 F σ 21 N 2 F + σ 21 N 1 F 1 dn 1 dt = F
Bardziej szczegółowoZjawisko interferencji fal
Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natężenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich
Bardziej szczegółowoSprzęg światłowodu ze źródłem światła
Sprzęg światłowodu ze źródłem światła Oczywistym problemem przy sprzęganiu światłowodu ze źródłami światła jest w pierwszym rzędzie umieszczenie wiazki w wewnatrz apertury numeryczne światłowodu. W przypadku
Bardziej szczegółowoRównania Maxwella. Wstęp E B H J D
Równania Maxwella E B t, H J D t, D, B 0 Równania materiałowe B 0 H M, D 0 E P, J E, gdzie: 0 przenikalność elektryczną próżni ( 0 8854 10 1 As/Vm), 0 przenikalność magetyczną próżni ( 0 4 10 7 Vs/Am),
Bardziej szczegółowoGŁÓWNE CECHY ŚWIATŁA LASEROWEGO
GŁÓWNE CECHY ŚWIATŁA LASEROWEGO Światło może być rozumiane jako: Strumień fotonów o energii E Fala elektromagnetyczna. = hν i pędzie p h = = hν c Najprostszym przypadkiem fali elektromagnetycznej jest
Bardziej szczegółowoPodstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 6, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek
Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 6, 0.03.01 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 5 - przypomnienie ciągłość
Bardziej szczegółowoĆwiczenie 12 (44) Wyznaczanie długości fali świetlnej przy pomocy siatki dyfrakcyjnej
Ćwiczenie 12 (44) Wyznaczanie długości fali świetlnej przy pomocy siatki dyfrakcyjnej Wprowadzenie Światło widzialne jest to promieniowanie elektromagnetyczne (zaburzenie poła elektromagnetycznego rozchodzące
Bardziej szczegółowoRezonatory ze zwierciadłem Bragga
Rezonatory ze zwierciadłem Bragga Siatki dyfrakcyjne stanowiące zwierciadła laserowe (zwierciadła Bragga) są powszechnie stosowane w laserach VCSEL, ale i w laserach z rezonatorem prostopadłym do płaszczyzny
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 8 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Aneta Drabińska, Barbara Piętka, Paweł Kowalczyk Wydział Fizyki Uniwersytet
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 3 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2013/14
Bardziej szczegółowoWłasności światła laserowego
Własności światła laserowego Cechy światła laserowego: rozbieżność (równoległość) wiązki, pasmo spektralne, gęstość mocy oraz spójność (koherencja). Równoległość wiązki Dyfrakcyjną rozbieżność kątową awkącie
Bardziej szczegółowoWykład 17: Optyka falowa cz.2.
Wykład 17: Optyka falowa cz.2. Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.321 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ 1 Interferencja w cienkich warstwach Załamanie
Bardziej szczegółowoElementy techniki światłowodowej
Elementy techniki światłowodowej Wytwarzanie Szkła: naturalne lub syntetyczne: kwarcoweczyste, domieszkowane, zeszkieł wieloskładnikowych, zeszkieł organicznych, Podstawowe szkła nieorganiczne: 1) tlenkowe:
Bardziej szczegółowoWZMACNIACZE. pompowanie powodujące inwersję obsadzeń. ośrodek czynny. przejście laserowe
Prof. Dr Halina Abramczyk Technical University of Lodz, Faculty of Chemistry Institute of Applied Radiation Chemistry Poland, 93-590 Lodz, Wroblewskiego 15 Phone:(+ 48 42) 631-31-88; fax:(+ 48 42) 684
Bardziej szczegółowoZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL
ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL X L Rys. 1 Schemat układu doświadczalnego. Fala elektromagnetyczna (światło, mikrofale) po przejściu przez dwie blisko położone (odległe o d) szczeliny
Bardziej szczegółowoZjawisko interferencji fal
Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natężenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich
Bardziej szczegółowo2. Całkowita liczba modów podłużnych. Dobroć rezonatora. Związek między szerokością linii emisji wymuszonej a dobrocią rezonatora
. Całkowita liczba modów podłużnych. Dobroć rezonatora. Związek między szerokością linii emisji wymuszonej a dobrocią rezonatora Gdy na ośrodek czynny, który nie znajduje się w rezonatorze optycznym, pada
Bardziej szczegółowoLASERY I ICH ZASTOSOWANIE
LASERY I ICH ZASTOSOWANIE Laboratorium Instrukcja do ćwiczenia nr 3 Temat: Efekt magnetooptyczny 5.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z metodą modulowania zmiany polaryzacji światła oraz
Bardziej szczegółowoCHARAKTERYSTYKA WIĄZKI GENEROWANEJ PRZEZ LASER
CHARATERYSTYA WIĄZI GENEROWANEJ PRZEZ LASER ształt wiązki lasera i jej widmo są rezultatem interferencji promieniowania we wnęce rezonansowej. W wyniku tego procesu powstają charakterystyczne rozkłady
Bardziej szczegółowoPomiar drogi koherencji wybranych źródeł światła
Politechnika Gdańska WYDZIAŁ ELEKTRONIKI TELEKOMUNIKACJI I INFORMATYKI Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych Pomiar drogi koherencji wybranych źródeł światła Instrukcja do ćwiczenia laboratoryjnego
Bardziej szczegółowoWłaściwości transmisyjne
Właściwości transmisyjne Straty (tłumienność) Tłumienność np. szkła technicznego: około 1000 db/km, szkło czyszczone 300 db/km Do 1967 r. tłumienność ok. 1000 db/km. Problem Na wyjściu światłowodu chcemy
Bardziej szczegółowoLaboratorium techniki światłowodowej. Ćwiczenie 2. Badanie apertury numerycznej światłowodów
Laboratorium techniki światłowodowej Ćwiczenie 2. Badanie apertury numerycznej światłowodów Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WETI, Politechnika Gdaoska Gdańsk 2006 1. Wprowadzenie Światłowody
Bardziej szczegółowoTECHNIKI OBSERWACYJNE ORAZ METODY REDUKCJI DANYCH
TECHNIKI OBSERWACYJNE ORAZ METODY REDUKCJI DANYCH Arkadiusz Olech, Wojciech Pych wykład dla doktorantów Centrum Astronomicznego PAN luty maj 2006 r. Wstęp do spektroskopii Wykład 7 2006.04.26 Spektroskopia
Bardziej szczegółowoWykład XIV. wiatła. Younga. Younga. Doświadczenie. Younga
Wykład XIV Poglądy na naturęświat wiatła Dyfrakcja i interferencja światła rozwój poglądów na naturę światła doświadczenie spójność światła interferencja w cienkich warstwach interferometr Michelsona dyfrakcja
Bardziej szczegółowoLASERY I ICH ZASTOSOWANIE W MEDYCYNIE
LASERY I ICH ZASTOSOWANIE W MEDYCYNIE Laboratorium Instrukcja do ćwiczenia nr 4 Temat: Modulacja światła laserowego: efekt magnetooptyczny 5.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z metodą
Bardziej szczegółowoOPTYKA FALOWA. W zjawiskach takich jak interferencja, dyfrakcja i polaryzacja światło wykazuje naturę
OPTYKA FALOWA W zjawiskach takich jak interferencja, dyfrakcja i polaryzacja światło wykazuje naturę falową. W roku 8 Thomas Young wykonał doświadczenie, które pozwoliło wyznaczyć długość fali światła.
Bardziej szczegółowoLABORATORIUM POMIARY W AKUSTYCE. ĆWICZENIE NR 4 Pomiar współczynników pochłaniania i odbicia dźwięku oraz impedancji akustycznej metodą fali stojącej
LABORATORIUM POMIARY W AKUSTYCE ĆWICZENIE NR 4 Pomiar współczynników pochłaniania i odbicia dźwięku oraz impedancji akustycznej metodą fali stojącej 1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest poznanie metody
Bardziej szczegółowo= sin. = 2Rsin. R = E m. = sin
Natężenie światła w obrazie dyfrakcyjnym Autorzy: Zbigniew Kąkol, Piotr Morawski Chcemy teraz znaleźć wyrażenie na rozkład natężenia w całym ekranie w funkcji kąta θ. Szczelinę dzielimy na N odcinków i
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki wykład 8
Podstawy fizyki wykład 8 Dr Piotr Sitarek Katedra Fizyki Doświadczalnej, W11, PWr Optyka geometryczna Polaryzacja Odbicie zwierciadła Załamanie soczewki Optyka falowa Interferencja Dyfrakcja światła D.
Bardziej szczegółowoWykład 12: prowadzenie światła
Fotonika Wykład 12: prowadzenie światła Plan: Mechanizmy prowadzenia światła Mechanizmy oparte na odbiciu całkowite wewnętrzne odbicie, odbicie od ośrodków przewodzących, fotoniczna przerwa wzbroniona
Bardziej szczegółowo1) REŻIM SYNCHRONIZACJI MODÓW 2) PRZEŁĄCZANIE DOBROCI (ANG.1)MODELOCKING, 2) Q-SWITCHING)
Prof. Dr Halina Abramczyk Technical University of Lodz, Faculty of Chemistry Institute of Applied Radiation Chemistry Poland, 93-590 Lodz, Wroblewskiego 15 Phone:(+ 48 42) 631-31-88; fax:(+ 48 42) 684
Bardziej szczegółowoFizyka 12. Janusz Andrzejewski
Fizyka 1 Janusz Andrzejewski Przypomnienie: Drgania procesy w których pewna wielkość fizyczna na przemian maleje i rośnie Okresowy ruch drgający (periodyczny) - jeżeli wartości wielkości fizycznych zmieniające
Bardziej szczegółowoPomiar długości fali świetlnej i stałej siatki dyfrakcyjnej.
POLITECHNIKA ŚLĄSKA WYDZIAŁ CHEMICZNY KATEDRA FIZYKOCHEMII I TECHNOLOGII POLIMERÓW LABORATORIUM Z FIZYKI Pomiar długości fali świetlnej i stałej siatki dyfrakcyjnej. Wprowadzenie Przy opisie zjawisk takich
Bardziej szczegółowoG:\AA_Wyklad 2000\FIN\DOC\FRAUN1.doc. "Drgania i fale" ii rok FizykaBC. Dyfrakcja: Skalarna teoria dyfrakcji: ia λ
Dyfrakcja: Skalarna teoria dyfrakcji: U iω t [ e ] ( t) Re U ( ) ;. c t U ( ; t) oraz [ + ] U ( ) k. U ia s ( ) A e ik r ( rs + r ) cos( n, ) cos( n, s ) ds s r. Dyfrakcja Fresnela (a) a dyfrakcja Fraunhofera
Bardziej szczegółowoZjawisko interferencji fal
Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich
Bardziej szczegółowoProblemy optyki falowej. Teoretyczne podstawy zjawisk dyfrakcji, interferencji i polaryzacji światła.
. Teoretyczne podstawy zjawisk dyfrakcji, interferencji i polaryzacji światła. Rozwiązywanie zadań wykorzystujących poznane prawa I LO im. Stefana Żeromskiego w Lęborku 27 luty 2012 Dyfrakcja światła laserowego
Bardziej szczegółowoMetody badań spektroskopowych
Metody badań spektroskopowych Program wykładu Wstęp A. Spektroskopia optyczna 1. Podstawy spektroskopii optycznej 1.1 Promieniowanie elektromagnetyczne 1.2 Kwantowanie energii 1.3 Emisja i absorpcja promieniowania
Bardziej szczegółowoBadanie dynamiki rekombinacji ekscytonów w zawiesinach półprzewodnikowych kropek kwantowych PbS
Badanie dynamiki rekombinacji ekscytonów w zawiesinach półprzewodnikowych kropek kwantowych PbS 1. Absorpcja i emisja światła w układzie dwupoziomowym. Absorpcję światła można opisać jako proces, w którym
Bardziej szczegółowoKATEDRA TELEKOMUNIKACJI I FOTONIKI
ZACHODNIOPOMORSKI UNIWERSYTET TECHNOLOGICZNY W SZCZECINIE WYDZIAŁ ELEKTRYCZNY KATEDRA TELEKOMUNIKACJI I FOTONIKI OPROGRAMOWANIE DO MODELOWANIA SIECI ŚWIATŁOWODOWYCH PROJEKTOWANIE FALOWODÓW PLANARNYCH (wydrukować
Bardziej szczegółowo