Вход

Лазерная диагностика

Реферат по медицине и здоровью
Дата добавления: 23 января 2002
Язык реферата: Русский
Word, rtf, 104 кб
Реферат можно скачать бесплатно
Скачать
Данная работа не подходит - план Б:
Создаете заказ
Выбираете исполнителя
Готовый результат
Исполнители предлагают свои условия
Автор работает
Заказать
Не подходит данная работа?
Вы можете заказать написание любой учебной работы на любую тему.
Заказать новую работу




Дифракционные средства лазерной диагностики

     Дифракционные явления в оптике в обыденном представлении негативны, как причина ограниченности возможностей оптических систем, в том числе лазерных метрологических, навигационных и гироскопических приборов. Известны и полезные практические применения классической дифракции света, например, для измерения размеров отверстий, диаметров нитей и числа их в скрутке, показателей преломления и ряда других. Однако, есть важный аспект этих явлений - дифракционное обратное рассеяние (ДОР) на локальных неоднородностях в оптическом резонаторе, придающий им особый статус. Высокая чувствительность фазы результирующей ДОР к смещению выделенной локальной неоднородности (ВЛН) по оси резонатора лазера делает дифракцию средством управления характеристиками генерации как линейного, так и кольцевого лазера, а также тонким измерительным инструментом в области физических параметров. Укажем, например, возможность реализации внутрирезонаторного доплеровского измерителя скорости потока на основе ДОР, прямого измерения относительного превышения накачки над порогом и самих значений потерь резонатора и усиления активной среды [1] и др. В данной работе приведен пример достаточно простого определения на основе ДОР некоторых физических параметров, измерение которых традиционными способами считается весьма трудоемким, например: коэффициента конвективной теплоотдачи, величины поляризационного оптического дихроизма поглощения - по термической реакции ВЛН, определяющей ДОР в резонаторе лазера, на поглощаемую ею энергию оптического излучения.

     Запишем поля бегущих встречных волн в резонаторе лазера с частотой генерации w в виде
E2,1(z, t) = E2,1(t)exp{- j(w t ± kz + F2,1(t))}, где E1,2(t), F1,2(t) - медленные вещественные амплитуды и фазы волн, обозначим F(t)= F1(t) - F2(t) - разность фаз. В линейном лазере Fє Const(t), т.к. встречные волны жестко связаны отражением на зеркалах, а в кольцевом лазере F(t) зависит от присутствующих в резонаторе локальных неоднородностей (в т.ч. диафрагм), создающих кроме дополнительных потерь каждой из волн, также линейную связь встречных волн вследствие их обратного рассеяния. Обозначим M, Q - амплитуду и фазу результирующего (эффективного) комплексного коэффициента связи встречных волн на всех неоднородностях резонатора, создающих обратное рассеяние, m, u - амплитуду и фазу парциального коэффициента ДОР от одной выделенной локальной неоднородности. Характер зависимости фазы результирующего коэффициента связи Q от u (фазы ДОР на ВЛН) определяется соотношением амплитуд M, m. При m << M фаза Q мало чувствительна к изменениям u, однако, при m @ M фаза Q практически точно "следит" за u, а в промежуточных случаях Q следует u только в среднем за период (D Q = 2p в интервале D u = 2p). При использовании в качестве ВЛН одномерной диафрагмы (ОД) в плоскости z=z0 в виде тонкой отражающей металлической нити u = - 2kz0. Следовательно, в случае вклада ДОР от ОД, преобладающего над всеми прочими источниками обратного рассеяния, перемещение диафрагмы по оси z резонатора z0(t) приводит к управлению фазой Q результирующего обратного рассеяния через фазу u ДОР от ОД
Q (t) = u (t) = - 2kz0(t).

      Из укороченных уравнений для E1,2(t), F1,2(t), усредненных по объему резонатора с локальными неоднородностями, запишем e - потери за проход в резонаторе, I - безразмерную интенсивность одномодовой генерации и F - разность фаз встречных волн, не ограничиваясь слабым полем, но без учета пространственной модуляции заселенностей в поляризуемости активной среды и при I = (I1 + I2) >> Ѕ I1 - Iв виде e = e 0 + m - M Cos(F + Q ); I = (c /e )2 - (1 + f2); F(t) = - Q (t) - Б (t); c , e 0 - усиление в активной среде и собственные потери резонатора без диафрагмы за проход, m - ординарные дифракционные потери, вносимые диафрагмой, f - безразмерная отстройка частоты w от центра линии активной среды, Б(t) - известная функция времени [2], зависящая от расщепления встречных волн и полосы захвата. В дифракционной картине от ОД - цилиндра радиуса r , в интерференционной составляющей интенсивности дальней зоны наблюдения в направлении j вне резонатора можно записать разность фаз дифрагированных встречных волн в геометрооптическом приближении F (t) = 2k [z0(t) - r 21/2 Sin(j /2 - p /2)] - F(t).В линейном лазере (F = Const(t)) модуляция интенсивности I(t), обусловленная e (t), как и Ф(t) в дифракционной картине, однозначно характеризуют перемещение диафрагмы z0(t) по оси z.

      В экспериментах в линейном лазере ОД в виде медной нити радиуса r =30 мкм и длиной l0=50 мм, перпендикулярной оси z резонатора, имела форму дуги стрелкой вдоль z с высотой сегмента d0 » 2 мм. Проявление ДОР от ОД состояло в том, что при прерывании потока энергии, освещающего участок ОД, погруженный в лазерный пучок с длиной волны l = 0.63 мкм, в интенсивности генерации I(t) и в дифракционной картине Ф(t) возникали колебания длиной h макс= (3 - 5) периодов с затухающей частотой. Детальное исследование проводилось с применением для управления ДОР от ОД внешних лазерных пучков ТМ или ТЕ поляризованных по отношению к нити, фокусируемых на заданный участок нити, прерываемых заслонкой. Постоянная времени затухания t практически не зависела от обстоятельств опытов, но асимптотическое значение hмакс существенно зависело от поляризации и интенсивности пучка, освещающего участок нити ОД, отражающих свойств материала нити, высоты сегмента d0 и была аддитивна при совместном освещении участка нити несколькими пучками с разных сторон. Это позволило объяснить реакцию ОД на изменение интенсивности изменением фазы ДОР от ОД (играющей роль ВЛН) вследствие перемещения по оси z участка нити, погруженного в световой пучок, на величину h = 2(D z0)/l , h(t) = h макс (1 - et/t ) по причине некоторого изменения (D d) стрелки дуги нити ОД при ее термическом удлинении вследствие изменения поглощаемой оптической мощности. При мощности излучения внешнего источника W » 1.5 мВт максимальная величина hмакс= 5 получена с TE поляризацией света, а с TM вдвое меньше (это объяснено различием коэффициентов поглощения q). Время релаксации t при такой аппроксимации, усредненное по большому числу экспериментальных кривых, t = {0.21 ± 0.03] c.

     Расчет удлинения нити в виде дуги большого радиуса с закрепленными концами показал, что приращение стрелки прогиба много больше удлинения нити |D l|<< |D d| << d. Расчет удлинения однородной нити при нагреве D l(t) удобно вести через приращение температуры DT(t)=T(t)-T0 среднее по ее длине (T0 - температура термостата, черта снизу означает среднее по длине нити), которое определяется интегральным приращением количества тепла по всей нити DQ(t)=Q(t)-Q0 и не зависит от его распределения по длине. В таких приближениях связь D T(t) c h (t) получена в виде DT(t) = h (t)(8l d0)/(3a l02), где a - коэффициент термического расширения. Для интерпретации экспериментальных результатов средний нагрев нити DT(t) ищем в рамках задачи теплопроводности для однородного цилиндра конечной длины с термостатированными при T0 концами и конвективной теплоотдачей с боковой поверхности в воздушный термостат при T0 , излучение с боковой поверхности не учитывается. Цилиндр нагревается локальным источником мощностью P по кольцу в плоскости x=x0, распределением температуры по радиусу пренебрегаем, решаем одномерную задачу для В =T(x,t) (00 в виде ¶ В / ¶ t = A2/ ¶ x2 - c (В -T0) + G(x,t), где G(x,t) = (P/(mнcv))g(t)d (x-x0) - функция возмущения внешним источником, g(t) - ступенчатая функция включения; mн=m p r 2l0 - полная масса нити с плотностью m , A = [b /(m cv)]1/2, c = k/(a m cv); A, b , k - коэффициенты температуропроводности, теплопроводности и конвективной теплоотдачи, cv - теплоемкость. Решение для D T(x,t) = В -T0, усредненное по длине нити, имеет вид D T(t) = 4P/(p mнcv)S i [Sin((2i+1)p x0/l0) (1- e-t/ q) / ((2i+1)q i)] , где обозначено q i-1 = [c + g (2i+1)2], g = (p A/l0)2, индекс суммирования 0 < i < Ґ . Для качественного сравнения экспериментальных результатов с приводимой здесь теоретической интерпретацией реакции ОД достаточно учета 1-2 членов ряда (быстрая сходимость при не очень больших c/g ). При учете одного члена (i =0) запишем DTмакс » 4PSin(px0/l0)[1 - e-(c+g )t] / [p mнcv(c+g)]. Видно, что все отмеченные особенности экспериментально наблюдаемой реакции ОД хорошо качественно описываются на основе такой модели при соотношениях t = (с+g)-1, hмакс = 1.5 Wq[tal02/(pld0mнcv)] Sin(px0/d0), где q - поляризационный коэффициент поглощения, зависящий от материала нити. Рассчитанное по этим данным 1/g = 1.84c >> t показывает, что скорость релаксации реакции ОД определяется преимущественно скоростью конвективной теплоотдачи (c >> g). По найденному c = (t -1 - g) = 4.22 c-1 определен коэффициент конвективной теплоотдачи k = 1.09Г (Г = 10-2 Вт/см2град, учет второго члена ряда увеличивает k на » 10%), близкий с известными эмпирическими значениями (1.1 - 1.9)Г для контакта металлического цилиндра с воздухом. Экспериментально определенное соотношение для TM, TE поляризации падающего поля h макс(TE) / h макс(TM) » 2 непосредственно дает величину поляризационного дихроизма поглощения света объектом, используемым в качестве ОД, измерение которого другими способами затруднительно [3], а расчет требует строгого учета качества поверхности исследуемого образца. Это показывает перспективность использования ДОР как инструмента физических и прикладных исследований.

Литература

В.Н.Смирнов, Г.А.Строковский // Сибирский физико-технический журнал - 1992, вып.2, с.121-127.

Э.Е.Фрадкин и др. Волновые и флуктуационные процессы в лазерах.-М.: Наука,1974.- 416с.

А.Б.Катрич // ЖТФ, 1983., вып.3, с.604 - 605.


© Рефератбанк, 2002 - 2017