Атомарныегазоразрядные лазеры
Содержание
1. Общая классификация лазеров
1.1 Газовые лазеры
1.2 Атомарные газоразрядные лазеры
Список использованных источников
1. Общаяклассификация лазеров
Традиционно принятоклассифицировать лазеры по следующим признакам: агрегатному состоянию лазерноговещества (на газовые, жидкостные, твердотельные, полупроводниковые); методунакачки (на химические, газодинамические, газоразрядные, инжекционные и др.);временному режиму генерации (на непрерывные, импульсные, импульсно-периодические);частотному режиму генерации (на одно- и многомодовые, одночастотные); уровнюгенерируемой мощности (энергии) излучения; эксплуатационным параметрам.
Приведем основныепараметры (характеристики) лазеров независимо от их типа.
1) Энергетические: мощностьизлучения Р для непрерывных лазеров; энергия излучения Е для импульсных;средняя мощность Рср для импульсно-периодических лазеров; долговременная икратковременная нестабильность мощности излучения.
2) Пространственно-энергетические:диаметр и расходимость лазерного излучения; диаграмма направленности;распределение интенсивности в поперечном сечении.
3) Временные:длительность импульса τ; частота повторения импульсов f.
4) Спектральные: длинаволны l (частота v) излучения; полуширинаспектральной линии излучения Δv; модовый состав излучения, нестабильностьчастоты во времени и др.
5) Эксплуатационные: КПДлазера, потребляемая мощность Рпотр, мощность системы накачки Рн, времяготовности лазера к работе tгот, масса, габаритные размеры, срок службы,стоимость, расход газов, воды и т.д.
1.1 Газовыелазеры
В газовых лазерах (ГЛ)активной средой являются различные газы, их смеси и пары металлов.
ГЛ занимают особое местов квантовой электронике благодаря некоторым специфическим особенностямгазообразных сред. Во-первых, они прозрачны в широком спектральном диапазоне,поэтому возможна генерация лазерного излучения от вакуумной УФ области додалекой ИК области спектра как в импульсном, так и в непрерывном режиме.Во-вторых, высокая оптическая однородность газов и малое значение b позволяют применять оптическиерезонаторы оптимальных размеров и получать излучение с рекордными по степенивременной и пространственной когерентности характеристиками. В-третьих, длясоздания инверсной населенности могут быть использованы разнообразныефизические процессы, обеспечивающие создание целой гаммы ГЛ с требуемымисвойствами. В большинстве случаев инверсная населенность создается в газовомразряде. В этом случае газовые лазеры называют газоразрядными (ГРЛ).
В настоящее время ГРЛявляются наиболее распространенными приборами квантовой электроники. Взависимости от типа активных частиц ГРЛ делятся на три основные группы:атомарные, ионные и молекулярные. Они различаются по техническим иэксплуатационным характеристикам, а также областям применения.
Остановимся на основныхмоментах, являющихся общими для большинства ГРЛ, а именно: на физическихпроцессах в газовых разрядах, способствующих созданию лазерной активной среды.
При возникновении разрядаобразуется газоразрядная плазма, для которой характерна значительнаяконцентрация заряженных и возбужденных частиц. Рассмотрим наиболее протяженнуюи однородную область разряда, называемую положительным столбом. В этой областипроисходят упругие и неупругие столкновения частиц плазмы. При упругихстолкновениях суммарная кинетическая энергия сталкивающихся частиц неизменяется. При этом устанавливается максвелловское распределение частиц поскоростям и энергиям.
Гораздо более важную рольдля создания лазерной активной среды играют неупругие столкновения I и II рода.При неупругих столкновениях I рода энергия сталкивающихся частиц уменьшается.Известны три таких процесса:
Прямое электронноевозбуждение:электрон />,сталкиваясь с частицей А, расходует свою кинетическую энергию на еевозбуждение: />. Кинетическая энергия электронадолжна превышать энергию возбужденного состояния А* (знак * указывает на то,что атом А перешел в возбужденное состояние, а исчезновение черточки надиндексом электрона говорит об уменьшении его кинетической энергии).
Ступенчатоеэлектронное возбуждение: электрон сталкивается с уже возбужденной частицей А* и переводит ее наболее высокий энергетический уровень:/>. Вероятность данного процессаотлична от нуля, если Еe>Е**–Е* .
Ионизация. При достаточной кинетической энергииэлектрона возможен отрыв «атомного» электрона с образованиемположительного иона: />. Вероятность этого процессаотлична от нуля, если энергия электрона превышает энергию ионизации частицы А.
При неупругих столкновенияхII рода суммарная кинетическая энергия сталкивающихся частиц не изменяется иливозрастает. Известны два процесса такого рода.
Резонанснаяпередача возбуждения. При соударении возбужденной частицы А* с невозбужденной В происходитобмен их внутренними энергиями: />. В отличие от процессоввозбуждения и ионизации электронным ударом данный процесс носит резонансныйхарактер и наиболее вероятен при совпадении энергий возбужденных состоянийвзаимодействующих частиц.
Ударноедевозбуждение (релаксация)служит не для возбуждения верхних лазерных уровней, а для опустошения нижних: />.
Перечисленныеэлементарные процессы обеспечивают при заданных рабочем напряжении Up,плотности тока Jp и давлении р поддержание на определенном уровне концентрацийзаряженных частиц (прежде всего электронов />) и их энергий, характеризуемыхтемпературами Тe и Тj.
Известно, что вотсутствие процессов объемной ионизации величина Тe определяется произведениемдавления газа р на внутренний диаметр газоразрядной трубки d: она высока прималых pd и, наоборот, низка при больших pd.
Концентрация электронов />прямопропорциональна плотности разрядного тока Jp. Таким образом, условия разряда вгазе будут неизменными, если поддерживать постоянными значения pd и Jp .
Обратимся теперь квопросу о КПД газоразрядных лазеров. В упрощенном виде эту величину можнопредставить как/>, где ηн — эффективностьдействия накачки, т.е. та доля энергии накачки, вводимой в разряд, котораятратится на возбуждение верхнего лазерного уровня Еj. Отношение hv/Ej,называют также квантовым КПД, величина которого определяется структуройэнергетических уровней активного вещества и характеризует максимально возможныйдля данного лазера КПД при ηн→1.
1.2 Атомарныегазоразрядные лазеры
Активной средой атомарныхГРЛ служат инертные газы (Не, Ne, Ar и др.) и их смеси, а также пары некоторыхметаллов (Сu, Рb, Мn и др.). Лазерными уровнями являются энергетические уровнинейтральных атомов, возбуждаемых в газовом разряде.
Типичным представителемэтой группы лазеров является гелий-неоновый лазер, который отличаетсясовершенством конструкции, надежностью, широкой номенклатурой серийновыпускаемых моделей. В зависимости от режима работы, конструкции и габаритныхразмеров мощность излучения составляет от десятков долей до сотен милливатт приКПД от тысячных до сотых долей процента. Стабильность частоты в одночастотном режимедостигает 10-8-10-12, расходимость излучения 0,5—1 мрад. При достаточно высокойбезотказности большинство лазеров имеет срок службы от 2000 до 5000 ч, а вотдельных случаях — более 20 000 ч. В настоящее время серийно выпускаютсяНе—Ne-лазеры, имеющие повышенную устойчивость к механическим и климатическимвоздействиям.
Обратимся к упрощеннойдиаграмме энергетических уровней атомов Не и Ne, изображенной на рис. 2.1.
/>
Активными (излучающими)частицами являются атомы Ne, описываемые в приближении (Jl) -связи. Необходиморассматривать следующие возбужденные состояния, участвующие в процессегенерации лазерного излучения: 1) возбужденное состояние 1s с энергией 16,6 эВ,включающее четыре близко лежащих подуровня: 1s2, 1s3 1s4 и 1s5; 2)возбужденное состояние 2р с энергией 18,9 эВ, состоящее из 10 подуровней (2р1,2р2,..., 2Р10); 3) возбужденное состояние 2s с энергией 19,77 эВ, включающее 4подуровня; 4) возбужденное состояние 3р с энергией 20,3 эВ, состоящее из 4подуровней; 5) возбужденное состояние 3s с энергией 20,6 эВ, состоящее из 10подуровней.
Населенность каждогосостояния в установившемся режиме определяется произведением скоростивозбуждения (заселения) vвозб на время жизни данного состояния τ.Следовательно, возможность создания инверсии для данной пары состоянияопределяется соотношением вида />>/>. Для атомов Ne время жизниs-состояний (τs/>100 нс) на порядок больше временижизни р-состояний (τp/>10 не), поэтому даже при равныхскоростях их возбуждения возможно получение непрерывной лазерной генерации напереходах s→p. Следует учитывать, что в соответствии с правилами отбораразрешенными являются только переходы в р-состояния. Таким образом, структураэнергетических уровней атомов позволяет реализовать трехуровневую схему работылазера II рода.
Состояние 1s являетсяметастабильным, хорошо «заселяется» в разряде и играет негативнуюроль, поскольку способствует интенсивному заселению нижних лазерных уровней засчет переходов 1s→2р, 1s→Зр. Нейтрализовать наличие этого состоянияможно двумя путями: либо найти возможность усилить релаксацию состояния 1s,либо увеличить населенность верхних лазерных уровней 3s и 2s.
Первая задача –эффективный распад метастабильного состояния 1s -решается в результатестолкновений возбужденных атомов Ne* со стенками газоразрядной трубки. Если еедиаметр достаточно мал, то практически все возбужденные частицы, находящиеся всостоянии 1s, за время своей жизни успевают достигнуть стенок газоразряднойтрубки. Отдавая путем безызлучательного перехода излишек энергии пристолкновении, они переходят в основное (невозбужденное) состояние. Посколькувремя жизни атомов Ne в состояниях 2р и Зр значительно меньше, их населенностьпрактически не меняется. Установлено, что оптимальный внутренний диаметргазоразрядной трубки составляет в обычных условиях 3—7 мм. Дальнейшее егоуменьшение нецелесообразно в связи с резким увеличением дифракционных потерь иснижением мощности генерируемого излучения.
Вторая задача — увеличение населенности верхних лазерных уровней 3s и 2s — решается путемдобавления атомов гелия.
Излучательные переходы />, />→/>запрещеныправилами отбора поэтому атомы Не, находящиеся на уровнях />и/>, имеют большое времяжизни (около 1 мс), т.е. являются метастабильными. Присутствие в разрядеметастабильных атомов Не приводит к эффективному процессу передачи возбужденияпо схеме: />.
Этот процесс, имеющийрезонансный характер, приводит к селективному заселению тех состояний атомовNe, энергия которых наиболее близка к энергии уровней /> и /> атомов Не, а именно 2s2 и 3s2.Таким образом, введение в разряд гелия обеспечивает внешний по отношению к Neинтенсивный канал заселения состояний 2s и 3s, позволяющий увеличить инверсиюотносительно состояний 2р и Зр.
Как видно из рис. 2.1,генерацию можно получить на одном из лазерных переходов типа 2s → 2p, 3s→3p или 3s→2р.
Впервые генерация былаполучена на группе переходов 2s→2р, причем основная доля мощностиизлучения приходится на переход 2s2→2р4, которому соответствует длинаволны l= 1,15 мкм. Позднее была полученагенерация на группе переходов 3s→Зр, 3s→2р (основные переходы 3s2 →2р4с l= 0,63 мкм и 3s2→3р4 с l = 3,39 мкм).
Следует учитывать, чтонаибольшее усиление (примерно 20 дБ/м) соответствует переходу 3s2 →3р4,поэтому генерация линии 3,39 мкм достигается сравнительно легко даже прииспользовании простейших металлизированных зеркал. Гораздо«капризнее» переход 3s2→2р4 (l=0,63 мкм), характеризуемый наименьшим усилением.Поскольку переходы, соответствующие линиям 0,63 и 3,39 мкм, имеют общий верхнийлазерный уровень 3s2, генерация на одной из этих линий резко ослабляетгенерацию на другой. В частности, для получения генерации в видимой областинеобходимо использовать селективно отражающие зеркала, обладающие высокимкоэффициентом отражения только на требуемой длине волны 0,63 мкм.
Ширину линии лазерныхпереходов определяют следующие три эффекта: 1) столкновение атомов Ne друг сдругом в обычных условиях приводит к незначительному уширению линии перехода.При р/>0,5Па и Т =300 К Δνст/>0,6МГц; 2) естественное уширениеопределяется выражением вида Δνeст=1/2πτ, где τ —среднее время жизни s- и р-состояний атомов Ne (1/τ = 1/τs +1/τp). С учетом приведенных величин τs и τp ширина линииизлучения составит Δνeст=20 МГц; 3) для доплеровского уширения,полагая T =300 К, l=0,63 мкм, получаем Δνq=1,7 ГГц>> Δνeст,Δνст. Таким образом, для Не—Ne-лазера преобладающим является механизмдоплеровского уширения линии перехода.
Мощность излученияНе—Ne-лазера в значительной мере зависит от параметров разряда: тока разряда Ip; общего давления смеси р; парциальных давлений гелия и неона pHe и pNe;диаметра разрядной трубки d.
Типичные кривыезависимостей мощности излучения Ризл от тока разряда Ip, общего давлениягазовой смеси р и времени эксплуатации приведены на рис. 2.2, а, б. Условиесамовозбуждения выполняется при Ip= Ip.пор. С увеличением Ip концентрацияэлектронов в области положительного столба пe повышается, что приводит к ростунаселенности всех возбужденных состояний, в том числе 2s и 3s атомов Ne и />, />атомов Не засчет прямого электронного возбуждения. Однако при Ip > Ip.опт, когдаконцентрация электронов в плазме велика, более вероятными становятся процессыступенчатого электронного возбуждения нижних лазерных уровней 2р и Зр черезметастабильный уровень 1s. В результате инверсная населенность уменьшается иРизл падает вплоть до срыва генерации.
При р > роптпроисходит резкое снижение kTe из-за уменьшения длины свободного пробегаэлектронов. При этом существенно сокращается число электронов плазмы сэнергией, достаточной для возбуждения атомов Не и Ne в нужные состояния.
/>
Рис. 2.2
Величина Ризл критичнатакже к соотношению парциальных давлений газовых компонент. При их равенствевероятности прямого (/>) и обратного (/>) процессов одинаковы.Установлено что оптимальные условия достигаются при соотношении парциальныхдавлений Не и Ne, равном (5—7) :1.
Следует учитывать, чтомощность излучения Не—Ne-лазеров не остается постоянной, а постепенноуменьшается вследствие сложных деградационных процессов. Характер изменениямощности излучения He-Ne-лазеров показан на рис. 2.2, в. Установлено, что впроцессе непрерывной работы лазера изменяется общее и парциальное давлениягелия и неона, в составе газовой смеси появляются примесные газы (Н2, СО2, О2,СО и др.), выделяемые конструкционными элементами газоразрядной трубки.
Основные схемыконструкций Не—Ne-лазеров приведены на рис. 2.3. Существенными ее элементамиявляются газоразрядная трубка 2, содержащая газовую смесь, и зеркала резонатора1 (рис. 2.3, а). Моноблочная конструкция (рис. 2.3, б) позволяет повыситьстабильность лазера.
Как видно из рис. 2.3, а,последовательно с газоразрядной трубкой включен балластный резистор Rб,ограничивающий силу тока после пробоя газа, стабилизирующий разряд и защищающийисточник питания от перегрузки. Источник питания представляет собой маломощныйвысоковольтный выпрямитель, рассчитанный на питание от сети переменного токаили аккумулятора. Поскольку напряжение зажигания разряда в 2-3 раза превышаетнапряжение горения, в схемах источников питания обычно предусматриваютспециальную цепь поджига, вырабатывающую на короткое время напряжение Uподж,необходимое для пробоя газа и формирования тлеющего разряда.
В Не— Ne-лазерах обычноиспользуют зеркала, радиусы кривизны которых подобраны так, чтобы при заданномрасстоянии между зеркалами образовывался устойчивый оптический резонатор.Зеркала резонатора крепятся в специальных головках, механизм которых позволяетюстировать резонатор с необходимой точностью. Головки могут располагаться наобщем жестком основании или сочленяться с каркасом корпуса лазера. В настоящеевремя преобладают конструкции лазеров с внешним расположением зеркал последующим причинам:
1) изготовлениегазоразрядной трубки становится проще, а срок ее службы увеличивается;
2) зеркала резонатора неподвержены действию газоразрядной плазмы;
3) упрощается заменатрубки и зеркал резонатора;
4) возможно размещениедополнительных элементов внутри резонатора с целью управления пространственно-временнымихарактеристиками лазерного излучения;
5) упрощается процессюстировки.
/>
Рис. 2.3
Для уменьшения потерь привыводе излучения торцы газоразрядной трубки располагают под углом Брюстера коптической оси резонатора (рис. 2.3, а).
Обычно торцы трубкипредставляют собой плоскопараллельные стеклянные или кварцевые пластинки. Какизвестно, коэффициент отражения от поверхности, разделяющей две среды сразличным показателем преломления, зависит от угла падения, относительногопоказателя преломления и типа поляризации падающего излучения. При нормальномпадении потери колеблются в пределах 7—13 % и значительно превышают усиление вактивной среде He-Ne-лазера на длине волны 0,63 мкм; следовательно, условиесамовозбуждения не выполняется и лазерная генерация невозможна.
По технологическимсоображениям «просветление» торцевых пластин с целью уменьшенияпотерь при выводе излучения не нашло широкого применения. В большинстве случаевиспользуется другой метод, основанный на применении закона Брюстера: принаклонном падении излучения коэффициент отражения r существенно зависит оториентации его плоскости поляризации. В случае совпадения плоскости поляризациипадающего излучения с плоскостью падения, когда угол падения равен такназываемому углу Брюстера, коэффициент отражения становится равным нулю. Дляопределения угла Брюстера можно воспользоваться простым соотношением:tgφБр=п ,n – относительный показатель преломления. В частности, дляграницы раздела стекло-воздух п =1,5-1,6 и φБр=56-58°. Именно под такимуглом к оптической оси трубки надо расположить торцевую пластинку, чтобы свестипотери на отражение к минимуму. При этом излучение на выходе становится линейнополяризованным.
/>
Наряду с He-Ne-лазерамивыпускаются и другие типы атомарных ГРЛ: на основе инертных газов Кr, Аr, Хе,галогенов и паров металлов. Особенно интересен лазер на парах меди, являющийсятипичным представителем импульсных лазеров на самоограниченных переходах.
Основными преимуществамилазеров на парах меди являются потенциально высокий КПД в видимой областиспектра (до 10%), большие импульсная и средняя мощности излучения, а такжечастота повторения импульсов (до 50 кГц).
Упрощенная схема уровнейатомов меди приведена на рис. 2.4. Два близко расположенных уровня />и /> с временемжизни 0,4 и 0,8 мкс эффективно возбуждаются электронным ударом при накачке,осуществляемой мощным импульсным электрическим разрядом. Инверсия создаетсяотносительно метастабильных уровней/>и /> с временем жизни около 1 мкс.Коэффициент усиления активной среды достигает 1000 дБ/м. Мощность генерации назеленой линии (l=0,51мкм) намного больше, чем на желтой (l=0,58 мкм). Длительность импульсов составляет 5—10 нс.Основные трудности при создании лазеров на парах меди связаны с высокой рабочейтемпературой, необходимой для перевода меди в парообразное состояние (более1600°С), и исключительно высокой скоростью нарастания переднего фронтавозбуждающего импульса тока (более10А/с). Наиболее распространенной являетсяконструкция в виде эффективно охлаждаемой трубки из высокотемпературнойкерамики на основе оксидов Al или берилия длиной до 1 м с внутренним диаметром 1—6 см. Внутри трубки размещены колечки или отрезки медной проволоки,введены электроды, на которые подают крутые короткие импульсы длительностью200-300 мкс. При этом ток в импульсе достигает 200—400 А, а длительностьпереднего фронта составляет 0,03—0,1 мкс. Параметры трубки и разрядного контураподбирают так, чтобы установившаяся температура внутри трубки достигала 1600°С,а давление паров меди более 100 Па. Такой режим работы называют саморазогревным.
Испарение металлическоймеди может быть заменено диссоциацией летучих галогенов меди (типа CuCl, CuBr,CuJ и др. ), которые уже при температурах 100—700°С диссоциируют в разряде,создавая требуемое давление паров меди.
Атомарные ГРЛ излучают вобластях спектра от зеленой до ближней ИК, поскольку именно в этих областяхспектра происходят оптические переходы в нейтральных атомах. Для освоения болеекоротковолнового диапазона (синего и УФ) необходимо разрабатывать другие типыГРЛ, в частности ионные.
Списокиспользованных источников
1. А. Мэйтлэнд, М. Данн Введение вфизику лазеров / А. Мэйтлэнд, М. Данн – М.: Наука, 1978 – 408 с.
2. Хьюстис Д.Л. Газовые лазеры / ХьюстисД.Л., Чантри П.Д., Виганд В.Д. – М.: Мир, 1986 – 551 с.
3. Кондиленко И.И. Физика лазеров / КондиленкоИ.И., Коротков П.А., Хижняк А.И. – Киев: Вища школа, 1984.