Коэффициент усиления в оба конца

Коэффициент усиления в оба конца относится к физике лазера и резонаторам лазера (или лазерные резонаторы ). Это усиление, интегрированное по лучу, которое совершает круговой обход в резонаторе.

При работе в непрерывном режиме усиление в оба конца точно компенсирует выходную связь резонатора и его фоновые потери.

• 1 Коэффициент усиления в оба конца в геометрической оптике
• 2 Параметр связи
• 3 Потери в обоих направлениях (потери фона)
• 4 Ссылки

Как правило, Коэффициент усиления срабатывания может зависеть от частоты, от положения и наклона луча и даже от поляризации света. Обычно мы можем предположить, что в какой-то момент времени при разумной частоте работы усиление $G\; (x,\; y,\; z)\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; G\; (x,\; y,\; z)\; ~\; \}$является функцией декартовых координат $x\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; x\; ~\}$, $y\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; y\; ~\}$и $Z\; \{\backslash \; Displaystyle\; ~\; Z\; ~\}$. Затем, предполагая, что геометрическая оптика применима, коэффициент передачи $g\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; g\; ~\}$может быть выражен следующим образом:

$g\; =\; \int \; G\; (Икс\; (а),\; Y\; (а),\; z\; (а))\; да\; \{\backslash \; Displaystyle\; ~\; г\; =\; \backslash \; int\; G\; (х\; (а),\; у\; (а),\; z\; (а))\; ~\; \{\backslash \; rm\; \{d\}\}\; a\; ~\}$,

где $a\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; a\; ~\}$- путь вдоль луча, параметризованный с помощью функций $x\; (a)\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; x\; (a)\; ~\}$, $y\; (a)\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; y\; (a)\; ~\}$, $z\; (a)\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; z\; (a)\; ~\}$; интегрирование производится по всему лучу, который должен образовывать замкнутый контур.

В простых моделях плоская вершина распределение накачки и усиления $G\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; G\; ~\}$предполагается постоянным. В случае простейшего резонатора коэффициент передачи туда и обратно $g\; =\; 2\; G\; h\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; g\; =\; 2Gh\; ~\}$, где $h\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; h\; ~\}$- длина полости; лазерный луч должен двигаться вперед и назад, это приводит к коэффициенту 2 в оценке.

В режиме стабильного состояния непрерывной волны лазера коэффициент двустороннего усиления определяется отражательной способностью зеркал (в случае) и в случае ().

Параметр связи $\theta \; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; \backslash \; theta\; ~\}$лазерного резонатора определяет, какая часть энергия резонатора уходит при каждом обходе. Этот выходной сигнал может определяться коэффициентом пропускания выходного соединителя или в случае.

фоновые потери, из потерь при передаче в оба конца $\beta \; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; \backslash \; beta\; ~\}$определяет, какая часть энергии становится непригодной для каждого цикла -поездка; он может поглощаться или рассеиваться.

При самопульсации усиление увеличивается, чтобы реагировать на изменение количества фотонов в резонаторе. В простой модели потери при двустороннем переходе и выходное соединение определяют параметры демпфирования эквивалентного генератора Тода.

. В установившемся режиме усиление при двустороннем переходе $g\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; g\; ~\}$точно компенсируют выходную связь и потери:

$exp\; \; (g)\; (1\; -\; \beta \; -\; \theta )\; =\; 1\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; \backslash \; exp\; (g)\; ~\; (1-\; \backslash \; beta\; -\; \backslash \; theta)\; =\; 1\; ~\}$.

Предполагая, что коэффициент усиления небольшой ($g\; \ll \; 1\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; g\; ~\; \backslash \; ll\; 1\; ~\}$), это соотношение можно записать как следующим образом:

$g\; =\; \beta \; +\; \theta \; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; g\; =\; \backslash \; beta\; +\; \backslash \; theta\; ~\}$

Такое соотношение используется в аналитических оценках характеристик лазеров. В частности, потери при прохождении туда и обратно $\beta \; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; \backslash \; beta\; ~\}$могут быть одним из важных параметров, которые ограничивают выходную мощность дискового лазера ; при масштабировании мощности следует уменьшить усиление $G\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; G\; ~\}$(чтобы избежать экспоненциального роста усиленного спонтанного излучения ), а усиление за оба конца $g\; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; g\; ~\}$должно оставаться больше, чем потеря фона $\beta \; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; \backslash \; beta\; ~\}$; для этого необходимо увеличить толщину пластины усиливающей среды ; при определенной толщине перегрев препятствует эффективной работе.

Для анализа процессов в активной среде сумма $\beta \; +\; \theta \; \{\backslash \; displaystyle\; ~\; \backslash \; beta\; +\; \backslash \; theta\; ~\; \}$также можно назвать «убытком». Это обозначение приводит к путанице, как только интересуется, какая часть энергии поглощается и рассеивается, и какая часть таких «потерь» на самом деле является желательной и полезной мощностью лазера.

1. ^ А.Э. Зигман (1986). Лазеры. Книги университетских наук. ISBN 978-0-935702-11-8.
2. ^Г.Л. Оппо; А.Полити (1985). «Тода-потенциал в лазерных уравнениях». Zeitschrift für Physik B. 59(1): 111–115. Bibcode : 1985ZPhyB..59..111O. doi : 10.1007 / BF01325388.
3. ^D. Кузнецов; Ж.-Ф. Биссон; Дж. Ли; К. Уэда (2007). «Самоимпульсный лазер как генератор Тоды: приближение через элементарные функции». Журнал физики A. 40(9): 1–18. Bibcode : 2007JPhA... 40.2107K. CiteSeerX 10.1.1.535.5379. doi : 10.1088 / 1751-8113 / 40/9/016.
4. ^D. Кузнецов; Ж.-Ф. Биссон; К. Такаичи; К. Уэда (2005). «Одномодовый твердотельный лазер с коротким широким нестабильным резонатором». Журнал Оптического общества Америки B. 22(8): 1605–1619. Bibcode : 2005JOSAB..22.1605K. doi : 10.1364 / JOSAB.22.001605.
5. ^D. Кузнецов; Ж.-Ф. Биссон; Дж. Донг; К. Уэда (2006). «Предел поверхностных потерь при масштабировании мощности тонкого дискового лазера». Журнал Оптического общества Америки B. 23(6): 1074–1082. Bibcode : 2006JOSAB..23.1074K. DOI : 10.1364 / JOSAB.23.001074. Проверено 26 января 2007. ; [1]