КВАНТОВАЯ И ОПТИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА-1. Г. С. Евтушенко, Ф. А. Губарев квантовая и оптическая электроника
 Скачать 1.85 Mb.
|
Процесс возбуждения лазерного вещества, приводящий к возник- новению лазерной активной среды вследствие нарушения равновесного распределения электронов (атомов) по энергетическим уровням и появ- ления инверсионного состояния, называется накачкой лазера. В зависи- мости от свойств вещества (фазового состояния, химического состава) применяют тот или иной способ накачки: оптический, электрический, химический, тепловой. В первом квантовом приборе – молекулярном генераторе на пучке молекул аммиака – инверсия населенностей достигалась сортировкой молекул по энергиям с помощью неоднородного электрического поля. При оптической накачке излучение мощного источника света по- глощается веществом и на некоторых возбужденных уровнях (реальной многоуровневой системы) накапливается избыточное по сравнению с равновесным (2) число атомов. Но распределение атомов по другим уровням может сохраниться равновесным. Вследствие излучательных переходов, с возбужденных уровней возникает дополнительное свече- ние (избыточное над тепловым излучением), называемое люминесцен- цией. Длина волны люминесцентного свечения, как правило, отличается от длины волны возбуждающего излучения. Электрическая накачка в газах осуществляется с помощью электрического разряда в газовой сме- си, создающего высокую концентрацию возбужденных атомов или ио- нов. 12 Для получения инверсии населенностей в одном и том же веществе могут применяться различные методы накачки. Например, в полупро- водниках с этой целью в большинстве случаев используют инжекцию носителей либо оптическую накачку, либо электронную накачку – бом- бардировку пучком быстрых электронов. Кроме того, накачку можно осуществить и другими путями, например с помощью химической ре- акции или используя сверхзвуковое расширение газовой смеси. Принцип работы лазера Для реализации генератора незатухающих колебаний на основе ак- тивной среды кроме выполнения условия (8) необходимо, чтобы инте- гральный коэффициент квантового усиления превосходил интеграль- ный коэффициент поглощения α п , возникающего, например, из-за рас- сеяния на оптических неоднородностях лазерного вещества и поглоще- ния неактивными центрами п б б > . (12) Неравенство (12) – это условие того, что лазерная активная среда слу- жит усилителем распространяющегося в нем излучения. Начинается процесс усиления так. За счет спонтанных переходов с верхнего уровня на нижний появляются «затравочные» фотоны, порож- дающие лавины вынужденно испущенных фотонов в направлении сво- его движения. Чтобы из множества этих направлений выбрать одно, т. е. сформи- ровать лазерный луч, следует обеспечить преобладание размера актив- ной среды в одном направлении, придав ей форму тонкого, цилиндра. Практически целесообразно увеличивать не его длину, а длину пути из- лучения в нем за счет многократных отражений от зеркал 1 и 2 (рис. 1), между которыми помещен цилиндр, либо отражений от его торцов. «За- травочные» фотоны, движущиеся вдоль оси цилиндра (перпендикуляр- ной поверхности зеркал) либо под весьма малым углом к оси, много- кратно взаимодействуют с возбужденными атомами, создавая мощный поток вынужденно испущенных фотонов, т. е. лазерный луч. А спон- танно испущенные фотоны, движущиеся в других направлениях (и вы- званные ими лавины), проходят в активной среде сравнительно корот- кий путь и покидают ее. Зеркала 1 и 2 образуют так называемый открытый резонатор, в ко- тором могут возбуждаться определенные виды колебаний электромаг- нитного поля оптического диапазона, называемые собственными коле- 13 баниями резонатора. Благодаря этому лавины фотонов возникают не на любой частоте, а только на частотах мод резонатора. Рис. 1. Распространение излучения через лазерное вещество в резонаторе Обычно говорят, что оптический резонатор создает положитель- ную обратную связь в лазере, подобно замкнутому объёмному резона- тору в сверхвысокочастотном генераторе, хотя возможна реализация ла- зера без резонатора. В приближении, когда собственные колебания резонатора можно рассматривать как результат интерференции плоских волн, бегущих от зеркала 1 к 2 и обратно (т.е. когда поле излучения внутри резонатора описывается набором плоских стоячих волн), фазовое условие самовоз- буждения лазера сводится к требованию целого числа q полуволн на длине резонатора L q 2 н L n q c ⋅ ⋅ ⋅ = (13) Когерентное лазерное излучение возникает из некогерентного спонтан- ного излучения вследствие избирательности усиления по частотам (со- гласно (13)) и, как уже говорилось, избирательности по направлению, обусловленной наличием резонатора. Высокая когерентность лазерного излучения объясняется тем, что в процессе усиления происходит реге- неративное сужение спектра излучения, исходной шириной которого служит полоса пропускания резонатора (а не ширина спектра спонтан- ного излучения). Возрастание интенсивности лазерного излучения благодаря выну- жденному испусканию продолжается до тех пор, пока явление насыще- ния (11) не ограничит усиления на уровне потерь. В большинстве слу- чаев ограничение насыщением приводит к установлению стационарного режима генерирования. Но, скажем, режим модуляции добротности ре- зонатора, осуществляемый на основе насыщающихся фильтров, являет- ся принципиально нестационарным. 14 Для определения энергетического условия самовозбуждения лазера удобно обозначить через I 0 интенсивность излучения на зеркале 2, через I 1 – на зеркале 1. Очевидно, после распространения от зеркала 2 к 1 че- рез активную среду интенсивность вынужденного излучения ( ) L 0 п I I exp б б L = ⋅ − + ⋅ ⎡ ⎤ ⎣ ⎦ . После отражения от зеркала 1 и повторного распространения через среду интенсивность излучения у зеркала 2 составляет ( ) 1 1 0 п I R I exp 2 б б L = ⋅ ⋅ − ⋅ + ⋅ ⎡ ⎤ ⎣ ⎦ . (14) Интенсивность волны, отразившейся от зеркала 2, равна I 1 ⋅R 0 . Самовоз- буждение лазера может произойти, если интенсивность первоначально- го излучения I 0 равна (либо меньше) интенсивности после прохождения цепи обратной связи I 1 ⋅R 0 , то есть если ( ) 0 0 1 п 0 I R R exp 2 б б L I ⋅ ⋅ ⋅ − ⋅ + ⋅ ≥ ⎡ ⎤ ⎣ ⎦ , (15) откуда получается энергетическое условие самовозбуждения (или поро- говое условие генерирования) ( ) th п 0 1 1 б б ln R R 2 L = − + ⋅ ⋅ ⋅ , (16) где α th – пороговый коэффициент квантового усиления. Из структуры выражения (17) видно, что мощность Рлазерного из- лучения, выходящего из резонатора, связана с мощностью P 0 запасенно- го в резонаторе излучения соотношением ( ) ( ) 0 0 1 0 1 п P ln R R P ln R R 2 б L ⋅ ⋅ = ⋅ − ⋅ ⋅ (17) С приближением коэффициентов отражения зеркал к единице мощность лазерного излучения, выходящего из резонатора, стремится к нулю. Заметное уменьшение величины R 0 ⋅R 1 также вызывает падение мощности, и когда потери становятся равными усилению, P 0 =0. Макси- мум мощности Р лазерного излучения достигается при оптимальном значении коэффициентов отражения зеркал резонатора ( ) ( ) 1 п п opt R R exp 2 б б б L ⎡ ⎤ ⋅ = − ⋅ − ⋅ − ⋅ ⎣ ⎦ . (18) Существенно, что оно зависит от коэффициентов поглощения и кванто- вого усиления, а также от протяженности L лазерного вещества, запол- няющего резонатор. Если активная среда обладает низким ненасыщенным коэффициен- том квантового усиления, то оптимальный коэффициент отражения зер- кал может составлять более 0,99. Поэтому добротность (отношение за- пасенной между зеркалами энергии излучения к энергии, расходуемой 15 за период колебаний, например, вследствие выхода излучения через зеркала и мимо зеркал) собственных колебаний резонатора достигает 10 5 и выше. Таким образом, чем слабее выражены усиливающие свойст- ва лазерной среды, тем выше требования к отражательным свойствам зеркал. Их выполнение обеспечивает высокую избирательность потерь; для фотонов, возникающих в результате спонтанных переходов, потери велики. А для фотонов, созданных механизмом вынужденного испуска- ния, с определенной энергией, определенным импульсом и с опреде- ленной поляризацией эти потери малы. Следовательно, лазерное излу- чение отличается высокой когерентностью (высокой монохроматично- стью, направленностью и степенью поляризации). Наоборот, если величина α велика, то при тех же размерах L опти- мальный коэффициент отражения может быть менее 0,1. При ещё боль- ших ненасыщенных коэффициентах квантового усиления снижение ин- версии населенностей до нуля (N 2 =N 1 ) становится возможным всего за один проход излучения через активную среду. Тогда необходимость в зеркалах отпадает, поскольку в лазере имеет место сверхлюминесцен- ция (сверхизлучение) – вынужденное излучение, возникающее в про- цессе усиления лазерной активной средой её собственного спонтанного излучения в отсутствие обратной связи. Для лазера, в котором лазерное излучение возникает вследствие сверхлюминесценции в отсутствие оп- тического резонатора, свойственна меньшая степень когерентности из- лучения, чем для лазера с зеркалами. Характеристики и параметры лазерного излучения Области применения лазера обусловлены тем, каковы характери- стики создаваемого им излучения. Важнейшими из них являются энер- гетические, спектральные, пространственно-энергетические и частотно- временные характеристики. Влияющие на них факторы можно условно разделить на три группы. К первой относятся факторы, связанные со свойствами лазерного вещества: структура уровней энергии, фазовое состояние, химический состав, температура, геометрические размеры. Вторую группу составляют параметры оптического резонатора: коэф- фициент отражения, конфигурация, диаметр и удаление зеркал друг от друга. Факторы третьей группы связаны со способом передачи энергии от источника накачки лазерному веществу: электронный удар и неупру- гие соударения атомов в случае газоразрядного лазера, освещение кри- сталла лампой в лазере на рубине, инжекция носителей через р-n- переход в полупроводниковых лазерах и т. д. 16 К энергетическим характеристикам и параметрам относятся: мощ- ность лазерного излучения, к.п.д. лазера, порог генерирования лазера. Спектральные характеристики представляют собой зависимость мощности лазерного излучения от длины волны при заданных парамет- рах: температуре, химическом составе лазерного вещества и т. п. Пространственно-энергетические характеристики описывают рас- пределение мощности и фазы лазерного излучения в пространстве. К ним относятся: диаметр пучка лазерного излучения, внутри которого проходит заданная доля (например, 0,5) энергии или мощности лазерно- го излучения, диаграмма направленности и расходимость лазерного из- лучения. Угловое распределение энергии или мощности лазерного из- лучения называется диаграммой направленности. Ось диаграммы – прямая, проходящая через максимум углового распределения энергии или мощности излучения. Плоский или телесный угол, характеризую- щий ширину диаграммы направленности в дальней зоне по заданному уровню углового распределения энергии или мощности лазерного излу- чения, определяемому по отношению к его максимальному значению, называется расходимостью. От неё следует отличать энергетическую расходимость – плоский или телесный угол, внутри которого распро- страняется заданная доля, например, 0,9) энергии или мощности лазер- ного излучения. Распределение фазы в пространстве определяет форму волнового фронта излучения. Чем выше степень пространственной ко- герентности лазерного излучения, тем выше его направленность. Частотно-временные характеристики и параметры лазерного излу- чения описывают спектр и распределение энергии (или мощности) из- лучения во времени. Эти характеристики связаны с режимом работы ла- зера: непрерывным, импульсным (разновидностями которого являются режим свободного генерирования и модуляции добротности резонато- ра), одномодовым, многомодовым и др. Спектр лазерного излучения, как правило, образован совокупностью спектров многих мод. Его харак- теризуют такие параметры, как частота (длина волны) лазерного излу- чения, ширина линии лазерного излучения, частота повторения импуль- сов и длительность импульсов лазерного излучения. Согласно стан- дартной терминологии частота (длина волны) лазерного излучения – это средняя частота (длина волны) спектра лазерного излучения в пределах интервала частот линии спонтанного излучения. Шириной линии излу- чения называется расстояние между точками контура спектральной ли- нии лазерного излучения, соответствующими половине интенсивности линии в максимуме. Чем меньше ширина линии излучения, тем выше степень временной когерентности лазерного излучения. Число импуль- сов лазерного излучения в одну секунду называется частотой повторе- 17 ния. Под длительностью импульсов понимается время, в течение кото- рого мощность лазерного излучения превышает значение, соответст- вующее уровню 0,5. Длительность импульса является важной характе- ристикой моноимпульсного режима – режима модуляции добротности с импульсной оптической накачкой, при котором за время действия им- пульса накачки генерируется один импульс лазерного излучения, – и других режимов импульсного генерирования. Более детально общие вопросы оптики, квантовой и оптической электроники, а также физики газового разряда изложены в работах [1-14]. ИНСТРУКЦИЯ ПО ТЕХНИКЕ БЕЗОПАСНОСТИ ПРИ РАБОТЕ С ЛАЗЕРАМИ Лазерное излучение (прямое, отраженное либо рассеянное) при попадании в глаза и на кожный покров человека могут вызвать их по- вреждение. Поглощаясь биологическими тканями, излучение лазера может приводить к необратимым процессам в живом организме. В ча- стности, энергия лазерного излучения может превратиться в тепловую энергию, вызывая ожог кожи, либо коагуляцию сосудов. Под действи- ем мощного излучения могут обесцвечиваться волосы и разрушаться кожный покров. Действие лазерного излучения на биологические объекты зависит от мощности светового потока, длины волны облучения, режима работы лазера. Лазеры непрерывного действия малой мощности оказывают в основном тепловое воздействие, которое приводит к фотокоагуляции. Более мощные лазерные системы (в частности CO 2 , CO - лазеры спо- собны разрезать ткани, что и используется в лазерной хирургии). Им- пульсные лазеры с длительностью импульса от единиц нс до единиц мс и энергией в импульсе от единиц до тысяч Дж, кроме теплового воздей- ствия могут приводить к взрывным процессам в тканях. Опытами на животных однозначно установлено, что лазерное из- лучение влияет и на нервную систему. Так при облучении головного мозга мышей сфокусированным лазерным пучком развивался паралич, и наступала смерть. Особенно опасно лазерное излучение для глаз, при- чем даже самых маломощных гелий-неоновых и полупроводниковых лазеров. Опытным путем на животных установлены допустимые плот- ности мощности и энергии (для случая импульсного воздействия) для органов зрения: при непрерывном излучении – 0,35 Вт/см 2 , при им- пульсном с длительностью около 30 мкс – 0,27 Дж/см 2 18 Простые оценки показывают, что излучение маломощного гелий- неонового лазера при попадании в глаз может нарушить сетчатку. Про- ведем эту оценку. Пусть мощность лазера – 1 мВт. Оптическая система глаза представляет собой подобие собирательной (фокусирующей) лин- зы. Поэтому, плотность мощности p лазерного излучения в фокусе лин- зы составляет: 2 p (D / Fл) P = , (19) где P – мощность лазера, D – диаметр линзы (в данном случае входного зрачка), F – фокусное расстояние системы (для глаза F = 1,5 см), λ – длина волны излучения, λ = 632,8 нм. D изменяется в зависимости от яркости облучения от 1 до 7 мм. Полагая для простоты D = 0,1 cм, бу- дем иметь: p = (0,1 см / 1,5 см ⋅ 0,00006 см) 2 ⋅ 0,001 Вт = 1,2⋅10 3 Вт/см 2 , что значительно превышает допустимое значение (0,35 Вт/см 2 ). Из фор- мулы (19) очевидно, что существенное значение имеет диаметр зрачка, который меняется в зависимости от освещенности. Поэтому рекоменду- ется работать с лазерами в хорошо освещенных помещениях, когда диаметр зрачка – минимальный. Впрочем, этому требованию при на- строечных работах удовлетворить трудно – они проводятся в затемнен- ном помещении. Таким образом, прямое попадание в глаз излучения маломощного лазера, либо отраженного или рассеянного излучения мощного лазера опасно для обслуживающего персонала и пациентов. При больших мощностях и энергиях могут страдать, как отмечено выше, кожный и волосяной покровы, центральная нервная система. Соответственно, необходим перечень защитных мероприятий: 1. Прежде всего, это определение предельно допустимых уровней мощностей (для непрерывных и квазинепрерывных) лазеров и энергий (для импульсных) для глаз, кожного покрова, нормального функционирования нервной системы и т.д. 2. Разработка правил охраны труда в помещениях, где работают ла- зерные установки (требования к помещениям). 3. Разработка правил эксплуатации лазерных установок (конкретно к используемым). При поражении глаза лазерным излучением необходимо забинто- вать пострадавший глаз и немедленно отправить пострадавшего к вра- чу-офтальмологу. 19 Лабораторная работа № 1 ГЕЛИЙ-НЕОНОВЫЙ ЛАЗЕР И ПРИНЦИП ЕГО РАБОТЫ 1.1 . Цель работы Ознакомиться с принципом действия и конструкцией гелий-неонового лазера. 1.2. Предварительное задание 1. Ознакомиться с основными типами приборов для измерения мощно- сти излучения. 2. Изучить принцип действия и способ создания инверсии в гелий- неоновом лазере. 3. Рассчитать квантовый КПД He-Ne лазера для основных линий гене- рации (λ 1 =632,8 нм, λ 2 = 1,15 мкм, λ 3 = 3,39 мкм). 1.3. Теоретические сведения Гелий-неоновый лазер является типичным представителем газовых лазеров. При накачке активной среды используется принцип резонанс- ной передачи энергии возбуждения от примесного газа гелия к основ- ному – неону. Генерация осуществляется на атомных переходах атомов неона. Лазер излучает на нескольких длинах волн, наиболее известная из них λ=632,8 нм (красная). Среди других линий – две линии в ИК- диапазоне с λ= 1,15 и 3,39 мкм, а также зеленая с длиной волны λ= 543 нм. Гелий-неоновый лазер, генерирующий на переходе с длиной волны λ= 1,15 мкм, был самым первым газовым лазером, более того, на нем впервые была продемонстрирована непрерывная лазерная генера- ция. Упрощенная диаграмма энергетических уровней He-Ne лазера при- ведена на рис. 1.1. Из диаграммы очевидно, что в атоме Не уровни 2 3 S 1 (энергия возбуждения 19,81 эВ) и 2 1 S 0 (20,61 эВ) являются близкими к резонансу с состояниями 2s 2 (19,78 эВ) и 3s 2 (20,66 эВ) атома Ne. По- скольку уровни 2 3 S 1 и 2 1 S 0 являются метастабильными, атомы Не в этих состояниях оказываются весьма эффективным средством для возбужде- ния 2s- и 3s-уровней атомов Ne посредством резонансного переноса энергии. Передача энергии от атомов гелия к атомам неона осуществля- ется в неупругих соударениях второго рода, т.е. таких, при которых внутренняя энергия от одной сталкивающейся частицы передается дру- 20 гой. Разница энергии между соответствующими уровнями компенсиру- ется за счет тепловой энергии сталкивающихся атомов, которая состав- ляет при комнатной температуре (T = 300 K) k ⋅T = 0,026 эВ. Было уста- новлено, что в He-Ne лазере именно этот механизм возбуждения являет- ся доминирующим при получении инверсии населенностей, хотя накач- ка, помимо этого, может осуществляться и за счет столкновений элек- тронов с атомами Ne. Поскольку 2s- и 3s-уровни атома Ne могут быть населены достаточно сильно, они хорошо подходят на роль верхних уровней лазерных переходов. В качестве возможных лазерных перехо- дов являются переходы в p-состояния. Более того, следует отметить, что время релаксации s-состояний (τ s =100 нc) на порядок превышает время релаксации p-состояний (τ p =10 нc), таким образом, выполняется условие непрерывной генерации. Следует также заметить, что вероятность воз- буждения из основного состояния на уровни 2р и 3p (за счет электрон- ного удара), вследствие меньших сечений взаимодействия, оказывается значительно меньше, чем соответствующие вероятности возбуждения на уровни 2s и 3s. Тем не менее, прямое возбуждение на уровни 2р и 3р также оказывает значительное влияние на работу лазера. Рис. 1.1. Диаграмма энергетических уровней He-Ne лазера 21 Из сказанного выше следует, что генерацию в неоне можно ожи- дать между 3s- или 2s-уровнями (играющими роль верхних лазерных уровней) и 2р- или 3p-уровнями, которые можно рассматривать как нижние лазерные уровни. Для переходов с сильно отличающимися дли- нами волн (∆λ > 0,2λ) каждый конкретный переход, на котором будет осуществляться генерация, определяется той длиной волны, на которую «настроен» максимум коэффициента отражения многослойного диэлек- трического зеркала (резонатора). Лазерные переходы уширены пре- имущественно благодаря эффекту Доплера. Так, например, для красного He-Ne-перехода (λ = 633 нм в вакууме и λ = 632,8 нм в воздухе) допле- ровское уширение приводит к тому, что ширина этой линии составляет порядка 1,5 ГГц. Для сравнения можно оценить величину собственно- го уширения: ∆v nat = 1/(2πτ) = 19 МГц, где τ -1 = τ s -1 + τ p -1 Уширение, связанное со столкновительными процессами, оказывается еще меньше собственного уширения (например, для чистого Ne имеем ∆v С = 0.6 МГц при давлении р = 0.5 Тор). Возбуждение газовой среды осуществляется обычно стационарным слаботочным тлеющим разрядом. Плотность тока разряда составляет 100–200 мА/см 2 . В соударениях атомов гелия (в основном состоянии) с электронами плазмы тлеющего разряда создаются возбужденные атомы гелия: e + He → He * + e − δE, (1.1) здесь звездочкой отмечен возбужденный атом гелия, а δE - энергия, те- ряемая «быстрым» электроном плазмы при столкновении (около 20 эВ, в нашем случае). Процессы, протекающие по схеме (1.1), принято назы- вать столкновениями первого рода, т.е. такими, при которых кинетиче- ская энергия одной частицы (в данном случае электрона) переходит во внутреннюю энергию другой (атома гелия). Часть из созданных в реакции (1.1) возбужденных атомов в неуп- ругих соударениях с атомами гелия, находящимися в основном состоя- нии, и электронами, окажется в состояниях 2 3 S 1 и 2 1 S 0 . Поскольку со- стояния 2 3 S 1 и 2 1 S 0 являются долгоживущими по сравнению с излучаю- щими состояниями, основную массу возбужденных атомов гелия в раз- ряде составляют именно эти атомы. В неупругих столкновениях второго рода по схеме He (2 3 S 1 ) + Ne → He + Ne * (2s 2 ) ± k⋅T He (2 1 S 0 ) + Ne → He + Ne * (3s 2 ) ± k⋅T (1.2) 22 осуществляется непосредственно накачка верхних рабочих состояний неона. Непосредственное возбуждение уровней неона из основного со- стояния «быстрыми» электронами ударами первого рода нежелательно, так как будут заселяться и нижние рабочие состояния 2p 4 и 3p 4 , что приведет к срыву инверсии. Чтобы избежать этого, концентрация ато- мов неона берется на порядок меньше, чем концентрация атомов гелия. Таким образом, использование буферного газа гелия позволяет осуществлять селективную накачку 2s 2 и 3s 2 состояний неона. Время жизни атомов в этих состояниях составляет, как отмечалось выше, на порядок больше, чем время жизни в состояниях 2p 4 и 3p 4 , поэтому меж- ду парами 3s 2 - 2p 4 (длина волны излучения 632,8 нм), 2s 2 - 2p 4 (1152 нм), 3s 2 - 3p 4 (3391 нм) образуется инверсия и возникает индуци- рованное излучение. Уровни 2p 4 и 3p 4 неона спонтанно разрушаются (очищаются) на блок метастабильных уровней 1s. Последние уходят из разряда вследствие диффузии к стенке. Естественно этот процесс более эффективен в узких разрядных трубках, поэтому рабочие диаметры трубок составляют единицы миллиметров. Длина же трубок составляет несколько десятков сантиметров, вплоть до 1 - 2 м, поскольку коэффи- циент усиления мал. Типичные параметры гелий-неоновых лазеров приведены в табл. 1.1. Таблица 1.1. Давление газа около 1 мм рт. ст. Соотношение парциальных давле- ний гелия и неона около 10/1 Диаметр трубки 2 - 8 мм Длина трубки 20 - 200 см Напряжение горения разряда 1 - 4 кВ Разрядный ток 10 - 50 мА Длины волн излучения 0,63; 1,15; 3,39 мкм Излучаемая мощность единицы - сотни мВт Ширина линии 1,5; 2,7; 8,0 ГГц Расходимость излучения 0,5-1 мрад Потребляемая мощность десятки - сотни Вт Ресурс тысячи часов Наличие оптимума по диаметру обусловлено конкуренцией двух факторов. С одной стороны, при увеличении поперечного сечения ак- тивной среды лазера при прочих равных условиях происходит увеличе- ние выходной мощности. С другой стороны, уменьшение диаметра ка- 23 пилляра газоразрядной трубки увеличивает коэффициент усиления про- порционально 1/D. Последнее происходит как из-за увеличения вероят- ности распада на стенке капилляра метастабильного состояния неона 1s, так и из-за увеличения количества возбужденного гелия (и тем самым неона), а значит, и коэффициента усиления при сохранении постоянным произведения pD, т.е. при выполнении условия подобия тлеющих раз- рядов при изменении диаметра газоразрядной трубки. Наличие оптимальной плотности тока разряда обусловлено возник- новением при больших токах ступенчатых процессов типа e + Ne (1s) → Ne (2p) + e, (1.3) приводящих к уменьшению инверсии. Кроме того при высоких плотно- стях тока дезактивация метастабильных состояний (2 3 S 1 и 2 1 S 0 ) атома Не происходит не только за счет столкновений со стенками, но и при сверхупругих столкновениях типа (рассмотрим на примере уровня 2 1 S 0 ): He (2 1 S 0 ) + е → He ( l S 0 ) + е. (1.4) Поскольку скорость этого процесса пропорциональна плотности элек- тронов N e , а следовательно и плотности тока J, полную скорость дезак- тивации можно записать в виде k 2 + k 3 J. В этом выражении k 2 является константой, характеризующей дезактивацию вследствие столкновений со стенками, a k 3 J(где k 3 также константа) представляет собой скорость процессов, связанных со сверхупругими столкновениями (1.4). С другой стороны, скорость возбуждения можно записать как k 1 J, где k 1 также константа. В стационарных условиях N 0 k 1 J = (k 2 + k 3 J)N * ,где N 0 – насе- ленность основного состояния атома Не, а N* - населенность возбуж- денного состояния 2 1 S 0 . Равновесное значение населенности уровня 2 1 S 0 задается выражением: * 1 0 2 3 k J N N k k J = + , (1.5) из которого видно, что при высокой плотности тока возникает насыще- ние населенности. Поскольку равновесная населенность 3s 2 состояния атома Ne определяется резонансным переносом энергии из 2 1 S 0 состоя- ния He, населенность верхнего лазерного уровня 3s 2 будет также на- сыщаться с ростом плотности тока J(рис. 3). С другой стороны, экспе- риментально обнаружено, что при отсутствии генерации населенность нижнего лазерного уровня (2р 4 или 3р 4 ) продолжает линейно расти с увеличением J(рис. 1.2) вследствие непосредственной накачки атомов Ne из основного состояния и каскадных излучательных переходов с верхних лазерных уровней. Таким образом, по мере увеличения плотно- сти тока разряда, разность населенностей, а с ней и выходная мощность, растет до некоторого оптимального значения, а затем уменьшается. 24 Рис. 1.2. Схематические зависимости населенностей верхнего и нижнего уровней He-Ne лазера от плотности тока разряда Гелий-неоновые лазеры, как правило, имеют блочную конструкцию и состоят из блока питания и непосредственно излучателя, в котором находится стеклянная газоразрядная трубка (ГРТ), размещенная в резо- наторе, образованном одним «глухим» и одним частично пропускаю- щим зеркалами. Зеркала имеют диэлектрическое многослойное покры- тие с максимумом отражения на одной (или нескольких) длинах волн. Радиусы кривизны зеркал подбираются так, чтобы при заданном рас- стоянии между зеркалами образовывался устойчивый оптический резо- натор. Зеркала резонатора крепятся в специальных головках, механизм которых позволяет юстировать резонатор с необходимой точностью. Головки могут располагаться на общем жестком основании или сочле- няться с каркасом корпуса лазера. В последних конструкциях исполь- зуются, так называемые «внутренние» зеркала, которые одновременно служат и выходными окнами разрядной трубки. Такие конструкции не требуют дополнительной настройки резонатора (юстировки). Для уменьшения потерь при выводе излучения торцы ГРТ распола- гают под углом Брюстера к оптической оси резонатора. В случае внут- ренних зеркал окно Брюстера помещается непосредственно вовнутрь ГРТ. С какой целью применяют окна Брюстера? Как известно, коэффициент отражения от поверхности, разделяю- щей две среды с различным показателем преломления, зависит от угла падения, относительного показателя преломления и типа поляризации падающего излучения. При нормальном падении потери колеблются в пределах 7–13 % и значительно превышают усиление в активной среде He-Ne лазера на длине волны 0,63 мкм; следовательно, условие самовозбуждения не выполняется и лазерная генерация невозможна. При наклонном падении излучения коэффициент отражения суще- ственно зависит от ориентации его плоскости поляризации. В случае 25 совпадения плоскости поляризации падающего излучения с плоскостью падения, когда угол падения равен углу Брюстера, коэффициент отра- жения становится равным нулю. Для определения угла Брюстера можно воспользоваться простым соотношением: tgα Бр = nгде n –относитель- ный показатель преломления. В частности, для границы раздела стекло- воздух n = 1,5-1,6 и α Бр = 56-58 °. Именно под таким углом к оптической оси трубки надо расположить торцевую пластинку, чтобы свести потери на отражение к минимуму. При этом излучение на выходе становится линейно поляризованным. Характерными значениями мощности излучения гелий-неоновых лазеров следует считать десятки милливатт в областях 0,63 и 1,15 мкм и сотни в области 3,39 мкм. Срок службы лазеров при отсутствии ошибок в изготовлении ограничивается процессами в разряде и исчисляется го- дами. Обычно производитель гарантирует минимальную наработку 10000 часов. С течением времени в разряде происходит нарушение со- става газа. Из-за сорбции атомов в стенках и электродах происходит процесс «жестчения», падает давление, меняется отношение парциаль- ных давлений Не и Ne. Поэтому мощность излучения постепенно уменьшается. КПД He-Ne лазера на всех лазерных переходах очень низкий (<10 -3 ). Главной причиной столь низкого КПД является малая величина квантовой эффективности лазера. Действительно, каждый элементар- ный процесс накачки требует затраты энергии около 20 эВ, в то время как энергия лазерного фотона не превышает 2 эВ. С другой стороны, наличие очень узкой линии усиления в таком лазере является очевид- ным преимуществом при получении генерации в одномодовом режиме. Если длина резонатора достаточно мала (< 15–20 см), генерацию на од- ной продольной моде можно реализовать путем тонкой подстройки длины резонатора (например, с помощью пьезокерамического устройст- ва), добиваясь, таким образом, совпадения частоты моды с центром контура усиления. В одномодовом He-Ne лазере можно обеспечить очень высокую степень стабилизации частоты ∆ν/ν = 10 -11 – 10 -12 Генерирующие на красном переходе He-Ne лазеры до сих пор на- ходят широкое применение во многих областях, где требуется мало- мощное когерентное излучение видимого диапазона (например, для юс- тировки приборов или при считывании штрих-кодов). В супермаркетах используют красные He-Ne лазеры для считывания информации, со- держащейся в штрих-коде каждого продукта. Однако здесь основную конкуренцию He-Ne лазерам оказывают полупроводниковые лазеры, излучающие в красном диапазоне, которые оказываются более ком- пактными и более эффективными. Тем не менее, He-Ne лазеры зеленого 26 диапазона, благодаря тому, что зеленый свет намного лучше восприни- мается глазом, все в большей степени используются при юстировке приборов, а также в клеточной цитометрии. Кроме того, одночастотные He-Ne лазеры часто используются в метрологических приложениях (на- пример, в высокоточных интерференционных устройствах измерения расстояний) и в голографии. В медицине He-Ne лазеры применяются для низкоинтенсивной лазерной терапии. Основным производителем He-Ne лазеров в России является ОАО НИИ ГРП «Плазма», г. Рязань. В настоящее время коммерчески доступ- ны He-Ne лазеры, излучающие на длине волны 0,63 мкм, со средней мощностью генерации от 0,5 до 8 мВт с типичной расходимостью излу- чения 1,2–4,3 мрад. Для выполнения данной лабораторной работы пред- лагается использовать лазер с мощностью излучения 3 мВт с общепро- мышленным источником питания. Использование современной эле- ментной базы позволило существенно уменьшить массу и габариты устройства, главным образом источника питания, по сравнению с ЛГ-56. ГН-3-1 имеет отдельный блок питания габаритами 150х60х170 мм и массой 1,2 кг. Поскольку мощность излучения лазера невысокая, для её измере- ния могут использоваться фотоприемники, как теплового действия, так и на основе фотодиодов. |