Атомарные газоразрядные лазеры

Атомарные газоразрядные лазеры

• Содержание
• 1. Общая классификация лазеров
• 1.1 Газовые лазеры
• 1.2 Атомарные газоразрядные лазеры
• Список использованных источников
• 1. Общая классификация лазеров
• Традиционно принято классифицировать лазеры по следующим признакам: агрегатному состоянию лазерного вещества (на газовые, жидкостные, твердотельные, полупроводниковые); методу накачки (на химические, газодинамические, газоразрядные, инжекционные и др.); временному режиму генерации (на непрерывные, импульсные, импульсно-периодические); частотному режиму генерации (на однои многомодовые, одночастотные); уровню генерируемой мощности (энергии) излучения; эксплуатационным параметрам.
• Приведем основные параметры (характеристики) лазеров независимо от их типа.
• 1) Энергетические: мощность излучения Р для непрерывных лазеров; энергия излучения Е для импульсных; средняя мощность Рср для импульсно-периодических лазеров; долговременная и кратковременная нестабильность мощности излучения.
• 2) Пространственно-энергетические: диаметр и расходимость лазерного излучения; диаграмма направленности; распределение интенсивности в поперечном сечении.
• 3) Временные: длительность импульса ф; частота повторения импульсов f.
• 4) Спектральные: длина волны (частота v) излучения; полуширина спектральной линии излучения Дv; модовый состав излучения, нестабильность частоты во времени и др.
• 5) Эксплуатационные: КПД лазера, потребляемая мощность Рпотр, мощность системы накачки Рн, время готовности лазера к работе tгот, масса, габаритные размеры, срок службы, стоимость, расход газов, воды и т. д.
• 1.1 Газовые лазеры
• В газовых лазерах (ГЛ) активной средой являются различные газы, их смеси и пары металлов.
• ГЛ занимают особое место в квантовой электронике благодаря некоторым специфическим особенностям газообразных сред. Во-первых, они прозрачны в широком спектральном диапазоне, поэтому возможна генерация лазерного излучения от вакуумной УФ области до далекой ИК области спектра как в импульсном, так и в непрерывном режиме. Во-вторых, высокая оптическая однородность газов и малое значение позволяют применять оптические резонаторы оптимальных размеров и получать излучение с рекордными по степени временной и пространственной когерентности характеристиками. В-третьих, для создания инверсной населенности могут быть использованы разнообразные физические процессы, обеспечивающие создание целой гаммы ГЛ с требуемыми свойствами. В большинстве случаев инверсная населенность создается в газовом разряде. В этом случае газовые лазеры называют газоразрядными (ГРЛ).
• В настоящее время ГРЛ являются наиболее распространенными приборами квантовой электроники. В зависимости от типа активных частиц ГРЛ делятся на три основные группы: атомарные, ионные и молекулярные. Они различаются по техническим и эксплуатационным характеристикам, а также областям применения.
• Остановимся на основных моментах, являющихся общими для большинства ГРЛ, а именно: на физических процессах в газовых разрядах, способствующих созданию лазерной активной среды.
• При возникновении разряда образуется газоразрядная плазма, для которой характерна значительная концентрация заряженных и возбужденных частиц. Рассмотрим наиболее протяженную и однородную область разряда, называемую положительным столбом. В этой области происходят упругие и неупругие столкновения частиц плазмы. При упругих столкновениях суммарная кинетическая энергия сталкивающихся частиц не изменяется. При этом устанавливается максвелловское распределение частиц по скоростям и энергиям.
• Гораздо более важную роль для 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 электронное возбуждение: электрон, сталкиваясь с частицей А, расходует свою кинетическую энергию на ее возбуждение:. Кинетическая энергия электрона должна превышать энергию возбужденного состояния А* (знак * указывает на то, что атом, А перешел в возбужденное состояние, а исчезновение черточки над индексом электрона говорит об уменьшении его кинетической энергии).
• Ступенчатое электронное возбуждение: электрон сталкивается с уже возбужденной частицей А* и переводит ее на более высокий энергетический уровень:. Вероятность данного процесса отлична от нуля, если Еe>Е**-Е* .
• Ионизация. При достаточной кинетической энергии электрона возможен отрыв «атомного» электрона с образованием положительного иона:. Вероятность этого процесса отлична от нуля, если энергия электрона превышает энергию ионизации частицы А.
• При неупругих столкновениях II рода суммарная кинетическая энергия сталкивающихся частиц не изменяется или возрастает. Известны два процесса такого рода.
• Резонансная передача возбуждения. При соударении возбужденной частицы А* с невозбужденной В происходит обмен их внутренними энергиями:. В отличие от процессов возбуждения и ионизации электронным ударом данный процесс носит резонансный характер и наиболее вероятен при совпадении энергий возбужденных состояний взаимодействующих частиц.
• Ударное девозбуждение (релаксация) служит не для возбуждения верхних лазерных уровней, а для опустошения нижних: .
• Перечисленные элементарные процессы обеспечивают при заданных рабочем напряжении Up, плотности тока Jp и давлении р поддержание на определенном уровне концентраций заряженных частиц (прежде всего электронов) и их энергий, характеризуемых температурами Тe и Тj.
• Известно, что в отсутствие процессов объемной ионизации величина Тe определяется произведением давления газа р на внутренний диаметр газоразрядной трубки d: она высока при малых pd и, наоборот, низка при больших pd.
• Концентрация электронов прямо пропорциональна плотности разрядного тока Jp. Таким образом, условия разряда в газе будут неизменными, если поддерживать постоянными значения pd и Jp .
• Обратимся теперь к вопросу о КПД газоразрядных лазеров. В упрощенном виде эту величину можно представить как, где зн — эффективность действия накачки, т. е. та доля энергии накачки, вводимой в разряд, которая тратится на возбуждение верхнего лазерного уровня Еj. Отношение hv/Ej, называют также квантовым КПД, величина которого определяется структурой энергетических уровней активного вещества и характеризует максимально возможный для данного лазера КПД при зн>1.
• 1.2 Атомарные газоразрядные лазеры
• Активной средой атомарных ГРЛ служат инертные газы (Не, Ne, Ar и др.) и их смеси, а также пары некоторых металлов (Сu, Рb, Мn и др.). Лазерными уровнями являются энергетические уровни нейтральных атомов, возбуждаемых в газовом разряде.
• Типичным представителем этой группы лазеров является гелий-неоновый лазер, который отличается совершенством конструкции, надежностью, широкой номенклатурой серийно выпускаемых моделей. В зависимости от режима работы, конструкции и габаритных размеров мощность излучения составляет от десятков долей до сотен милливатт при КПД от тысячных до сотых долей процента. Стабильность частоты в одночастотном режиме достигает 10−8-10−12, расходимость излучения 0,5—1 мрад. При достаточно высокой безотказности большинство лазеров имеет срок службы от 2000 до 5000 ч, а в отдельных случаях — более 20 000 ч. В настоящее время серийно выпускаются Не—Ne-лазеры, имеющие повышенную устойчивость к механическим и климатическим воздействиям.
• Обратимся к упрощенной диаграмме энергетических уровней атомов Не и Ne, изображенной на рис. 2.1.
• Активными (излучающими) частицами являются атомы Ne, описываемые в приближении (Jl) -связи. Необходимо рассматривать следующие возбужденные состояния, участвующие в процессе генерации 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 4 подуровня; 4) возбужденное состояние 3р с энергией 20,3 эВ, состоящее из 4 подуровней; 5) возбужденное состояние 3s с энергией 20,6 эВ, состоящее из 10 подуровней.
• Населенность каждого состояния в установившемся режиме определяется произведением скорости возбуждения (заселения) vвозб на время жизни данного состояния ф. Следовательно, возможность создания инверсии для данной пары состояния определяется соотношением вида >. Для атомов Ne время жизни s-состояний (фs100 нс) на порядок больше времени жизни р-состояний (фp10 не), поэтому даже при равных скоростях их возбуждения возможно получение непрерывной лазерной генерации на переходах s>p. Следует учитывать, что в соответствии с правилами отбора разрешенными являются только переходы в р-состояния. Таким образом, структура энергетических уровней атомов позволяет реализовать трехуровневую схему работы лазера II рода.
• Состояние 1s является метастабильным, хорошо «заселяется» в разряде и играет негативную роль, поскольку способствует интенсивному заселению нижних лазерных уровней за счет переходов 1s>2р, 1s>Зр. Нейтрализовать наличие этого состояния можно двумя путями: либо найти возможность усилить релаксацию состояния 1s, либо увеличить населенность верхних лазерных уровней 3s и 2s.
• Первая задача — эффективный распад метастабильного состояния 1sрешается в результате столкновений возбужденных атомов Ne* со стенками газоразрядной трубки. Если ее диаметр достаточно мал, то практически все возбужденные частицы, находящиеся в состоянии 1s, за время своей жизни успевают достигнуть стенок газоразрядной трубки. Отдавая путем безызлучательного перехода излишек энергии при столкновении, они переходят в основное (невозбужденное) состояние. Поскольку время жизни атомов Ne в состояниях 2р и Зр значительно меньше, их населенность практически не меняется. Установлено, что оптимальный внутренний диаметр газоразрядной трубки составляет в обычных условиях 3—7 мм. Дальнейшее его уменьшение нецелесообразно в связи с резким увеличением дифракционных потерь и снижением мощности генерируемого излучения.
• Вторая задача — увеличение населенности верхних лазерных уровней 3s и 2s — решается путем добавления атомов гелия.
• Излучательные переходы, >запрещены правилами отбора поэтому атомы Не, находящиеся на уровнях и, имеют большое время жизни (около 1 мс), т. е. являются метастабильными. Присутствие в разряде метастабильных атомов Не приводит к эффективному процессу передачи возбуждения по схеме: .
• Этот процесс, имеющий резонансный характер, приводит к селективному заселению тех состояний атомов Ne, 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 Ne интенсивный канал заселения состояний 2s и 3s, позволяющий увеличить инверсию относительно 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 была получена на группе переходов 2s>2р, причем основная доля мощности излучения приходится на переход 2s2>2р4, которому соответствует длина волны = 1,15 мкм. Позднее была получена генерация на группе переходов 3s>Зр, 3s>2р (основные переходы 3s2 >2р4 с = 0,63 мкм и 3s2>3р4 с = 3,39 мкм).
• Следует учитывать, что наибольшее усиление (примерно 20 дБ/м) соответствует переходу 3s2 >3р4, поэтому генерация линии 3,39 мкм достигается сравнительно легко даже при использовании простейших металлизированных зеркал. Гораздо «капризнее» переход 3s2>2р4 (=0,63 мкм), характеризуемый наименьшим усилением. Поскольку переходы, соответствующие линиям 0,63 и 3,39 мкм, имеют общий верхний лазерный уровень 3s2, генерация на одной из этих линий резко ослабляет генерацию на другой. В частности, для получения генерации в видимой области необходимо использовать селективно отражающие зеркала, обладающие высоким коэффициентом отражения только на требуемой длине волны 0,63 мкм.
• Ширину линии лазерных переходов определяют следующие три эффекта: 1) столкновение атомов Ne друг с другом в обычных условиях приводит к незначительному уширению линии перехода. При р0,5 Па и Т =300 К Днст0,6МГц; 2) естественное уширение определяется выражением вида Днeст=½рф, где ф — среднее время жизни sи р-состояний атомов Ne (1/ф = 1/фs + 1/фp). С учетом приведенных величин фs и фp ширина линии излучения составит Днeст=20 МГц; 3) для доплеровского уширения, полагая T =300 К, = 0,63 мкм, получаем Днq=1,7 ГГц>> Днeст, Днст. Таким образом, для Не—Ne-лазера преобладающим является механизм доплеровского уширения линии перехода.
• Мощность излучения Не—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 кривые зависимостей мощности излучения Ризл от тока разряда Ip, общего давления газовой смеси р и времени эксплуатации приведены на рис. 2.2, а, б. Условие самовозбуждения выполняется при Ip= Ip.пор. С увеличением Ip концентрация электронов в области положительного столба пe повышается, что приводит к росту населенности всех возбужденных состояний, в том числе 2s и 3s атомов Ne и, атомов Не за счет прямого электронного возбуждения. Однако при Ip > Ip. опт, когда концентрация электронов в плазме велика, более вероятными становятся процессы ступенчатого электронного возбуждения нижних лазерных уровней 2р и Зр через метастабильный уровень 1s. В результате инверсная населенность уменьшается и Ризл падает вплоть до срыва генерации.
• При р > ропт происходит резкое снижение kTe из-за уменьшения длины свободного пробега электронов. При этом существенно сокращается число электронов плазмы с энергией, достаточной для возбуждения атомов Не и Ne в нужные состояния.
• Рис. 2.2
• Величина Ризл критична также к соотношению парциальных давлений газовых компонент. При их равенстве вероятности прямого () и обратного () процессов одинаковы. Установлено что оптимальные условия достигаются при соотношении парциальных давлений Не и Ne, равном (5—7) :1.
• Следует учитывать, что мощность излучения Не—Ne-лазеров не остается постоянной, а постепенно уменьшается вследствие сложных деградационных процессов. Характер изменения мощности излучения He-Ne-лазеров показан на рис. 2.2, в. Установлено, что в процессе непрерывной работы лазера изменяется общее и парциальное давления гелия и неона, в составе газовой смеси появляются примесные газы (Н2, СО2, О2, СО и др.), выделяемые конструкционными элементами газоразрядной трубки.
• Основные схемы конструкций Не—Ne-лазеров приведены на рис. 2.3. Существенными ее элементами являются газоразрядная трубка 2, содержащая газовую смесь, и зеркала резонатора 1 (рис. 2.3, а). Моноблочная конструкция (рис. 2.3, б) позволяет повысить стабильность 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 защищающий источник питания от перегрузки. Источник питания представляет собой маломощный высоковольтный выпрямитель, рассчитанный на питание от сети переменного тока или аккумулятора. Поскольку напряжение зажигания разряда в 2−3 раза превышает напряжение горения, в схемах источников питания обычно предусматривают специальную цепь поджига, вырабатывающую на короткое время напряжение Uподж, необходимое для пробоя газа и формирования тлеющего разряда.
• В Не— Ne-лазерах обычно используют зеркала, радиусы кривизны которых подобраны так, чтобы при заданном расстоянии между зеркалами образовывался устойчивый оптический резонатор. Зеркала резонатора крепятся в специальных головках, механизм которых позволяет юстировать резонатор с необходимой точностью. Головки могут располагаться на общем жестком основании или сочленяться с каркасом корпуса лазера. В настоящее время преобладают конструкции лазеров с внешним расположением зеркал по следующим причинам:
• 1) изготовление газоразрядной трубки становится проще, а срок ее службы увеличивается;
• 2) зеркала резонатора не подвержены действию газоразрядной плазмы;
• 3) упрощается замена трубки и зеркал резонатора;
• 4) возможно размещение дополнительных элементов внутри резонатора с целью управления пространственно-временными характеристиками лазерного излучения;
• 5) упрощается процесс юстировки.
• Рис. 2.3
• Для уменьшения потерь при выводе излучения торцы газоразрядной трубки располагают под углом Брюстера к оптической оси резонатора (рис. 2.3, а).
• Обычно торцы трубки представляют собой плоскопараллельные стеклянные или кварцевые пластинки. Как известно, коэффициент отражения от поверхности, разделяющей 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.
• По технологическим соображениям «просветление» торцевых пластин с целью уменьшения потерь при выводе излучения не нашло широкого применения. В большинстве случаев используется другой метод, основанный на применении закона Брюстера: при наклонном падении излучения коэффициент отражения r существенно зависит от ориентации его плоскости поляризации. В случае совпадения плоскости поляризации падающего излучения с плоскостью падения, когда угол падения равен так называемому углу Брюстера, коэффициент отражения становится равным нулю. Для определения угла Брюстера можно воспользоваться простым соотношением: tgцБр=п, n — относительный показатель преломления. В частности, для границы раздела стекло-воздух п =1,5−1,6 и цБр=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.
• Наряду с He-Ne-лазерами выпускаются и другие типы атомарных ГРЛ: на основе инертных газов Кr, Аr, Хе, галогенов и паров металлов. Особенно интересен лазер на парах меди, являющийся типичным представителем импульсных лазеров на самоограниченных переходах.
• Основными преимуществами лазеров на парах меди являются потенциально высокий КПД в видимой области спектра (до 10%), большие импульсная и средняя мощности излучения, а также частота повторения импульсов (до 50 кГц).
• Упрощенная схема уровней атомов меди приведена на рис. 2.4. Два близко расположенных уровня и с временем жизни 0,4 и 0,8 мкс эффективно возбуждаются электронным ударом при накачке, осуществляемой мощным импульсным электрическим разрядом. Инверсия создается относительно метастабильных уровнейи с временем жизни около 1 мкс. Коэффициент усиления активной среды достигает 1000 дБ/м. Мощность генерации на зеленой линии (=0,51 мкм) намного больше, чем на желтой (=0,58 мкм). Длительность импульсов составляет 5—10 нс. Основные трудности при создании лазеров на парах меди связаны с высокой рабочей температурой, необходимой для перевода меди в парообразное состояние (более 1600°С), и исключительно высокой скоростью нарастания переднего фронта возбуждающего импульса тока (более10А/с). Наиболее распространенной является конструкция в виде эффективно охлаждаемой трубки из высокотемпературной керамики 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 длительностью 200−300 мкс. При этом ток в импульсе достигает 200—400 А, а длительность переднего фронта составляет 0,03—0,1 мкс. Параметры трубки и разрядного контура подбирают так, чтобы установившаяся температура внутри трубки достигала 1600 °C, а давление паров меди более 100 Па. Такой режим работы называют саморазогревным.
• Испарение металлической меди 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 в областях спектра от зеленой до ближней ИК, поскольку именно в этих областях спектра происходят оптические переходы в нейтральных атомах. Для освоения более коротковолнового диапазона (синего и УФ) необходимо разрабатывать другие типы ГРЛ, в частности ионные.
• Список использованных источников
• 1. А. Мэйтлэнд, М. Данн Введение в физику лазеров / А. Мэйтлэнд, М. Данн — М.: Наука, 1978 — 408 с.
• 2. Хьюстис Д. Л. Газовые лазеры / Хьюстис Д. Л., Чантри П. Д., Виганд В. Д. — М.: Мир, 1986 — 551 с.
• 3. Кондиленко И. И. Физика лазеров / Кондиленко И. И., Коротков П. А., Хижняк А. И. — Киев: Вища школа, 1984.