Moc wyjściowa laserów

Podobne dokumenty
PODSTAWY FIZYKI LASERÓW Wstęp

Właściwości światła laserowego

Technika laserowa, otrzymywanie krótkich impulsów Praca impulsowa

Rezonatory ze zwierciadłem Bragga

W celu obliczenia charakterystyki częstotliwościowej zastosujemy wzór 1. charakterystyka amplitudowa 0,

Sprzęg światłowodu ze źródłem światła

Fizyka Laserów wykład 6. Czesław Radzewicz

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

VI. Elementy techniki, lasery

CHARAKTERYSTYKA WIĄZKI GENEROWANEJ PRZEZ LASER

n n 1 2 = exp( ε ε ) 1 / kt = exp( hν / kt) (23) 2 to wzór (22) przejdzie w następującą równość: ρ (ν) = B B A / B 2 1 hν exp( ) 1 kt (24)

LASERY NA CIELE STAŁYM BERNARD ZIĘTEK

W. Guzicki Próbna matura, grudzień 2014 r. poziom rozszerzony 1

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

IV. Transmisja. /~bezet

Definicja i własności wartości bezwzględnej.

Solitony i zjawiska nieliniowe we włóknach optycznych

Lasery półprzewodnikowe. przewodnikowe. Bernard Ziętek

Wprowadzenie do optyki nieliniowej

Wykład z równań różnicowych

Technika laserowa. dr inż. Sebastian Bielski. Wydział Fizyki Technicznej i Matematyki Stosowanej PG

Optyczne elementy aktywne

Otrzymaliśmy w ten sposób ograniczenie na wartości parametru m.

1 Płaska fala elektromagnetyczna

Fala elektromagnetyczna o określonej częstotliwości ma inną długość fali w ośrodku niż w próżni. Jako przykłady policzmy:

Wzmacniacze. Wzmocnienie linii jednorodnie poszerzonych

2. Całkowita liczba modów podłużnych. Dobroć rezonatora. Związek między szerokością linii emisji wymuszonej a dobrocią rezonatora

Wykład 3 Równania rózniczkowe cd

n=0 (n + r)a n x n+r 1 (n + r)(n + r 1)a n x n+r 2. Wykorzystując te obliczenia otrzymujemy, że lewa strona równania (1) jest równa

Programowanie celowe #1

I.4 Promieniowanie rentgenowskie. Efekt Comptona. Otrzymywanie promieniowania X Pochłanianie X przez materię Efekt Comptona

INTERFERENCJA WIELOPROMIENIOWA

Logarytmy. Funkcje logarytmiczna i wykładnicza. Równania i nierówności wykładnicze i logarytmiczne.

Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie

STATYKA Z UWZGLĘDNIENIEM DUŻYCH SIŁ OSIOWYCH

KATEDRA TELEKOMUNIKACJI I FOTONIKI

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

VII. Elementy teorii stabilności. Funkcja Lapunowa. 1. Stabilność w sensie Lapunowa.

Optymalizacja i badania generacyjne głowicy dalmierza laserowego YAG:Nd 3+ z pasywnym modulatorem dobroci YAG:Cr 4+

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki

1 Równania różniczkowe zwyczajne o rozdzielonych zmiennych

Lasery. Własności światła laserowego Zasada działania Rodzaje laserów

Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni. Dla próżni równania Maxwella w tzw. postaci różniczkowej są następujące:

- prędkość masy wynikająca z innych procesów, np. adwekcji, naprężeń itd.

Funkcje wymierne. Funkcja homograficzna. Równania i nierówności wymierne.

PROMIENIOWANIE CIAŁA DOSKONALE CZARNEGO

Układy równań i nierówności liniowych

Zaprojektowanie i zbadanie dyskryminatora amplitudy impulsów i generatora impulsów prostokątnych (inaczej multiwibrator astabilny).

POMIARY OPTYCZNE 1. Wykład 1. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak

Temat XXXIII. Szczególna Teoria Względności

LABORATORIUM POMIARY W AKUSTYCE. ĆWICZENIE NR 4 Pomiar współczynników pochłaniania i odbicia dźwięku oraz impedancji akustycznej metodą fali stojącej

III.3 Emisja wymuszona. Lasery

WSTĘP DO ELEKTRONIKI

Opis matematyczny odbicia światła od zwierciadła kulistego i przejścia światła przez soczewki.

1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych. , u x1 x 2

Funkcje wymierne. Jerzy Rutkowski. Działania dodawania i mnożenia funkcji wymiernych określa się wzorami: g h + k l g h k.

ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL

IM-26: Laser Nd:YAG i jego podstawowe elementy

LIV OLIMPIADA FIZYCZNA 2004/2005 Zawody II stopnia

II. WZMOCNIENIE I WZMACNIACZE

- Strumień mocy, który wpływa do obszaru ograniczonego powierzchnią A ( z minusem wpływa z plusem wypływa)

Optyka. Wykład V Krzysztof Golec-Biernat. Fale elektromagnetyczne. Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017

Wykład 14. Termodynamika gazu fotnonowego

Wyznaczanie bezwzględnej aktywności źródła 60 Co. Tomasz Winiarski

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

ELEMENTY TECHNIKI LASEROWEJ Optymalizacja mocy laserów

RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE WYKŁAD 2

Rozwiązywanie zależności rekurencyjnych metodą równania charakterystycznego

A21, B21, B12 współczynniki wprowadzone przez Einsteina w 1917 r.

39 DUALIZM KORPUSKULARNO FALOWY.

Zadania treningowe na kolokwium

Znaleźć wzór ogólny i zbadać istnienie granicy ciągu określonego rekurencyjnie:

Zasada Fermata mówi o tym, że promień światła porusza się po drodze najmniejszego czasu.

Układy równań liniowych

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE W MEDYCYNIE

1. Liczby wymierne. x dla x 0 (wartością bezwzględną liczby nieujemnej jest ta sama liczba)

Laboratorium techniki światłowodowej. Ćwiczenie 5. Badanie wpływu periodycznych zgięd na tłumiennośd światłowodu

Ujemne sprzężenie zwrotne, WO przypomnienie

ĆWICZENIE Nr 4 LABORATORIUM FIZYKI KRYSZTAŁÓW STAŁYCH. Badanie krawędzi absorpcji podstawowej w kryształach półprzewodników POLITECHNIKA ŁÓDZKA

Ćwiczenie - 4. Podstawowe układy pracy tranzystorów

Demonstracja: konwerter prąd napięcie

Algebra liniowa. Macierze i układy równań liniowych

Bezgradientowe metody optymalizacji funkcji wielu zmiennych. informacje dodatkowe

Równanie przewodnictwa cieplnego (II)

Siły wewnętrzne - związki różniczkowe

DRGANIA SWOBODNE UKŁADU O DWÓCH STOPNIACH SWOBODY. Rys Model układu

Własności optyczne półprzewodników

ROZWIĄZYWANIE ZADAŃ Z TEORII SPRĘŻYSTOŚCI

Lasery półprzewodnikowe na złączu p-n. Laser półprzewodnikowy a dioda świecąca

Praca domowa - seria 6

Zapis liczb binarnych ze znakiem

Rozwiązywanie układów równań liniowych

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Wykład Drgania elektromagnetyczne Wstęp Przypomnienie: masa M na sprężynie, bez oporów. Równanie ruchu

OPTYKA GEOMETRYCZNA I INSTRUMENTALNA

MECHANIKA II. Drgania wymuszone

BADANIE DRGAŃ TŁUMIONYCH WAHADŁA FIZYCZNEGO

2. Pręt skręcany o przekroju kołowym

Efekt naskórkowy (skin effect)

Transkrypt:

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 czas życia fotonów we wnęce w postaci τ c = τ dys + τ prom, gdzie: = cχ τ dys n, = c τ prom 2nL ln R R 2, n jest współczynnikiem załamania. Korzystajac ze wzoru na moc progowa, liczbę fotonów we wnęce powyżej progu i przyjmujac, że fotony opuszczaja wnękę tylko wskutek transmisji zwierciadeł otrzymujemy moc wyjściowalaserawpostaci P = hν τ prom u = hν τ prom à V Wkτ 2 +!. kτ 2 τ dys τ prom (M.) Szukamy wartości maksymalnej P, czyli musimy wyznaczyć dlajakichwa- rtości τ prom P =0. τ prom Zatemmaksimummocywyjściowej P otrzymamy, jeśli τ prom = à Wkτ 2 τ dys! /2 τ dys, albo inaczej = W. τ prom τ dys W t

MOC WYJŚCIOWA LASERÓW Stad maksymalna moc wyjściowa po optymalizacji strat promienistych rezonatora wynosi Ã! /2 2 P max = hνwv. kwτ dys τ 2 Jak widać zarówno optymalne współczynniki odbicia jak i optymalna moc zależy od parametrów ośrodka aktywnego, i dla każdego rodzaju ośrodka aktywnego należy właściwie dobrać rezonator. Wniosek ten nie powinien być zaskoczeniem, natomiast warto zauważyć, że optymalne współczynniki odbicia rezonatora zależa od parametru pompowania W, cojużniejesttak oczywiste. 2 Lasery liniowe Przez Γ oznaczymy całkowite straty na odbicia fresnelowskie, absorpcyjne materiałów i straty dyfrakcyjne w czasie jednego pełnego przejścia: Γ = exp( 2Lχ). Straty promieniste, jak zawsze określimy przez współczynniki odbicia zwierciadeł. Warunek progowy zapiszemy więc ast ad wzmocnienie progowe wynosi µ ln I ( Γ) R R 2 exp (2Lγ) =I, γ t = 2L 2. Małe wzmocnienie R R 2 +ln. (M.2) Γ Przyjmijmy, że ośrodek czynny o linii jednorodnie rozszerzonej znajduje się wliniowejwnęce rezonansowej. Załóżmy, że wzmocnienie ośrodka jest wystarczajaco małe, by było stałe nacałej jego długości i że zmiany natężenia sygnału wzdłuż osiośrodka sadozaniedbania,czyliże γ t = γ. Pominiemy w rozważaniach efekt przestrzennego wypalania dziur (tzw. przybliżenie jednorodnego pola). Natężenie promieniowania we wnęce jest suma natężeńwi azek światła poruszajacych się w przeciwnych kierunkach. Zatem mamy γ γ = 0 = γ +(I + + I ) /I t, s lub γ0 I + + I = I s. γ t 2

2. Małe wzmocnienie Przyjmujac niewielka różnicę wnatężeniach między wiazkami poruszaja- cymi się w obie strony i przyjmujac, że zwierciadłem sprzęgajacym wnękę ze światem zewnętrznym jest zwierciadłootransmisjit 2 otrzymamy natężenie wyjściowe γ0 T2 I wyj = I s γ t 2. (M.3) Z (M.2) zakładajac małatransmisję zwierciadeł rezonatora otrzymujemy 2Lγ t ' T + T 2 + Γ. Moc wyjściowa P (j.w).5.0 0.5 2Lγ 0 = 3.0.0 0.7 0.3 Γ = 0. 0.2 0.4 0.6 0.8.0 Współczynnik transmisji Rys.. Moc wyjściowa w funkcji transmisji dla kilku wartości 2Lγ 0 Po podstawieniu do (M.3) i wyznaczeniu ekstremum funkcji względem transmisji zwierciadła wyjściowego znajdujemy optymalnatransmisjęgwa- rantujaca maksymalne natężenie promieniowania opuszczajacego rezonator T 2,m = q 2L (Γ + T ) γ 0 (Γ + T ). Zastosowaliśmy przybliżenie: dla małych x. ln ' ln ( + x) ' x, x 3

MOC WYJŚCIOWA LASERÓW Współczynnik transmisji 0.3 0.2 0. Γ = 0. 0.05 0.0 0.005 2 4 6 8 0 2Lγ 0 Rys. 2. Współczynnik transmisja w funkcji 2Lγ 0 dla kilku wartości parametru strat Γ Dla takiego zwierciadła natężenie wyjściowe wynosi 2 q 2 I wyj = I s qlγ 0 (Γ + T ) /2. Otrzymane zależności sa przedstawione na rys. 3(za[3]). Moc wyjściowa P (j.w) 3.0 2.0.0 2Lγ 0 = 3.0 Γ = 0 0.005 0.0 0.07 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8.0 Współczynnik transmisji Rys. 3. Moc wyjściowa lasera w funkcji współczynnika transmisji dla kilku wartości parametru strat Γ 2 Łatwo sprawdzić, że jeżeli uwzględnimy kształt linii emisji dany funkcja g(ω) wyrażenienamaksymalnenatężenie promieniowania będzie miało następujac apostać: hp p i 2 I wyj = Is Lγ0 (Γ + T ) /2. ḡ (ω) 4

2.2 Duże wzmocnienie 2.2 Duże wzmocnienie Rozważymy teraz przypadek dużego wzmocnienia i silnego sprzężenia 3. Zadanie znów będzie polegało na znalezieniu warunków, przy których moc emitowana przez laser liniowy jest największa. Dla ułatwienia rachunków założymy jednak, że nie występuje przestrzenne wypalanie dziur, oraz że straty dyssypatywne ośrodka samałe w porównaniu ze wzmocnieniem (χ γ 0 ). Niech β = I/I s, wtedy di = I s dβ, zatem równanie transportu ma postać ³ dβ β ( + β) γ 0 dz = ³ χ ( + β). γ0 Zgodniezzałożeniem χ/γ 0 =0,awtedy γ 0 dz = dβ β + dβ. (M.4) Po scałkowaniu (M.4) po długości ośrodka wzmacniajacego l otrzymujemy γ 0 l =ln à βwyj β wej! + β wyj β wej. (M.5) Należy uwzględnić jednak to, iż w laserze promieniowanie rozchodzi się również w kierunku z. Przez β + i β oznaczmy względne natężenia promieniowania rozchodzacego się w obu kierunkach (rys. 4). R R 2 Ośrodek czynny T β 4 γ0 T 2 β 2 β + β + β 4 β β 2 β + β 3 β Rys. 4. Rozkład natężenia promieniowania we wnęce rezonansowej 3 W. W. Ridgrod, Saturation effects in high gain lasers, J. Appl. Phys., 36, 2487 (965). 5

MOC WYJŚCIOWA LASERÓW Ponieważ całkowite natężenie we wnęce wynosi I = I + + I, to współczynnik wzmocnienia wraża sięprzez γ = gdzie : γ = dβ + β + dz = dβ β dz. Znak - oznacza, że β rośnie, gdy z maleje. Z równania (M.7) wynika, że β dβ + dz + β +dβ dz stad w dowolnym punkcie wnęki γ 0 +β + + β, (M.6) = d β + β dz =0. (M.7) β + β = const = C, (M.8) Niech R i R 2 sa współczynnikami odbicia luster, T i T 2 współczynnikami transmisji luster, a a i a 2 niech oznaczajawspółczynniki strat rozproszeniowych i dyfrakcyjnych zwierciadeł. Dla z =0, R = a T,adlaz = l, R 2 = a 2 T 2 i Zrównań (M.8) i (M.9) otrzymujemy oraz β 3 = R 2 β 2 ; β = R β 4. (M.9) β β 4 = β 2 β 3 = C R β 2 4 = R 2 β 2 2. Stad β /2 2 R =. (M.0) β 4 R 2 Z (M.7), (M.8) oraz (M.6) dla dodatniego kierunku otrzymujemy β + dβ + dz = γ 0 +β + + ³ C β +. (M.) Całkujemy (M.) po długości l ośrodka wzmacniajacegoidlakierunku+z i w obecności promieniowania biegnacego w kierunku z (porównaj (M.5)) otrzymujemy µ β2 γ 0 l =ln + β β 2 β C. β2 β 6

2.2 Duże wzmocnienie Podobnie dla ujemnego kierunku µ β4 γ 0 l =ln + β β 4 β 3 C. 3 β4 β 3 Dodajac te równania do siebie i korzystajac z (M.9) i pozostałych zwiazków, otrzymujemy β 2 = β 4 = hγ 0 l +ln(r R 2 ) /2i R /2 ³ R /2 + R /2 2 h (R R 2 ) /2i, hγ 0 l +ln(r R 2 ) /2i R /2 ³ 2 R /2 + R /2 2 h (R R 2 ) /2i, lub z (M.0) /2 R2 β 4 = β 2. R Załóżmy, że a = a 2 = a, wtedy: T = a R i T 2 = a R 2. T/a m 0 2 0 0 0 a = 0.00 0.025 0.05 0. 0-20 40 60 80 00 γ 0 [db] Rys. 5. Optymalny współczynnik transmisji w funkcji wzmocnienia małego sygnału dla kilku wartości a Całkowite względne natężenie promieniowania emitowanego przez zwierciadła wyraża się wzorem Zatem β wyj = β 4 T + β 2 T 2. β wyj = hγ 0 l +ln(r R 2 ) /2i a (R R 2 ) /2 (R R 2 ) /2. 7

MOC WYJŚCIOWA LASERÓW Jeżeli jedno ze zwierciadeł jest całkowicie odbijajace, to T =0iR =, awtedymocwyjściowa wynosi 4 h β wyj = β 2 T 2 = γ 0 l +ln(r 2 ) /2i T 2. (M.2) a + T 2 Przyrównujac pochodnafunkcji(m.2)pot 2 do zera znajdujemy warunek na największa mocwyjściowa lasera. β wyj przyjmie wartość maksymaln a, wtedy gdy spełniona jest relacja a to znaczy, że T m a =[γ 0l +ln( a T m )] ( a T m) a + T m, 2 I 2 I s = T 2 m a( a T m ), gdzie: T m jest optymalnym współczynnikiem transmisji lustra wyjściowego. Wyniki zilustrowano na rys. 5. 3 Lasery pierścieniowe Sposób postępowania w przypadku laserów pierścieniowych jest podobny. Podobne sa też wyniki obliczeń. W każdym przypadku natężenie wyjściowe wiazki laserowej jest proporcjonalne do natężenia nasycenia, długości ośrodka czynnego, wzmocnienia małego sygnału i optymalnego współczynnika transmisji zwierciadła wyjściowego. Literatura. J. Hawkes, I. Latimer, Lasers. Theory and Practice, Prentice Hall, New York London 995. 2. A. Kujawski, P. Szczepański, Lasery. Podstawy fizyczne, Oficyna Wydawnicza PW, Warszawa 999. 3. A.Maitland,M.H.Dunn,Laser physics, North-Holland Publishing Company, Amstrdam 969. 4. J. T. Verdeyen, Laser electronics, Prentice Hall, New Jersey 989. 4 Dla symetrycznego rezonatora: R R 2 = R 2 i R = a T i przez każde zwierciadło rezonator opuszcza światło owzględnym natężeniu równym β wyj = 2 ( γ 0l +lnr) a R R. 8