2. В работе рассматривалось распределение интенсивности пучка, выходящего из световода:

Таблица 7 – Распределение интенсивности пучка в сечении

θ0 = 0		θ0 = 10		θ0 = 20
z, мм	I о.е.	z, мм	I о.е.	z, мм	I о.е.
0	0	0	0	0	0
1	0.1	1	0.1	1	0.1
2	0.2	2	0.9	2	1.1
3	1	3	3	3	1.1
4	5.1	4	1.7	4	0.4
5	11.5	5	0.9	5	0.2
6	8.3	6	1.3	6	0.1
7	1.8	7	3.1	7	0
8	0.4	8	2.2	8	0.1
9	0.1	9	0.4	9	0.1
10	0	10	0.1	10	0.1
-	-	11	0	11	0.8
-	-	-	-	12	1.3
-	-	-	-	13	0.5
-	-	-	-	14	0.1
-	-	-	-	15	0

Построим распределение интенсивности на графике:

Рисунок 8 – Распределение интенсивности в сечении при перпендикулярном падении света лазера на торец световода

Рисунок 9 – Распределение интенсивности в сечении при угле падения θ⁰ = 10

Рисунок 10 – Распределение интенсивности в сечении при угле падения θ⁰ = 20

3. Третий пункт

Рисунок 11 – Распределение интенсивности при L = 300 мм

Для этого варианта расположения экрана x1 = 50 mm, x2 = 6 mm

Рисунок 12 – Распределение интенсивности при L = 200 мм

Для этого варианта расположения экрана x1 = 35 mm, x2 = 3 mm

Рисунок 13 – Распределение интенсивности излучения, при установке дифракционной решетки за световодом

После прохождения лазерного излучения через световод дифракционная картина становится менее контрастной: максимумы интенсивности размываются, а минимумы выражены слабее. Это связано с частичной потерей пространственной когерентности излучения при многократных внутренних отражениях внутри волокон световода.

4. Расчет средних значений диаметра отверстий и шага дифракционной структуры:

По соотношению для углов дифракционной расходимости:

Также, углы можно вычислить по формулам:

где x1, x2 – расстояние между нулевыми значениями дифракционной функции и период дифракционной картины соответственно.

Для L = 200 мм:

Тогда

Для L = 300 мм:

Тогда

Вывод

В ходе лабораторной работы были исследованы особенности прохождения лазерного излучения через многоволоконный световод и получены количественные зависимости основных параметров от угла падения излучения.

Эксперимент показал, что при увеличении угла падения лазерного пучка на входной торец световода коэффициент отражения возрастает: от ρ ≈ 0.058 при нормальном падении до ρ ≈ 0.336 при угле 80°. Это соответствует законам Френеля и свидетельствует о существенном увеличении отражательных потерь при больших углах падения.

Одновременно наблюдалось резкое уменьшение коэффициента пропускания световода. При малых углах световод эффективно передавал излучение, однако уже при углах порядка 35–40° прошедшая мощность значительно снижалась, а при больших углах становилась близкой к нулю. Это указывает на нарушение условий полного внутреннего отражения и появление внеапертурных потерь излучения через боковую поверхность световода.

Анализ распределения интенсивности выходного пучка показал изменение структуры излучения при увеличении угла падения. При θ = 0° максимум интенсивности наблюдался в центральной области пучка, что соответствует осевому распространению лучей. При θ = 10° распределение стало более широким и появились боковые максимумы, а при θ = 20° сформировалось выраженное кольцевое распределение интенсивности. Это подтверждает теоретическое представление о винтообразном распространении лучей внутри цилиндрического световода и увеличении угловой расходимости выходного пучка.

Исследование дифракционных картин показало, что после прохождения через световод контраст дифракционной структуры уменьшается: максимумы становятся менее выраженными, а фоновая засветка возрастает. Полученный результат свидетельствует о частичной потере пространственной когерентности лазерного излучения вследствие многократных внутренних отражений и различия оптических путей отдельных лучей в световоде.

Расчеты параметров дифракционной структуры при двух расстояниях до экрана дали близкие результаты, что подтверждает корректность экспериментальной методики и справедливость используемых соотношений дифракционной теории.