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 l= 1,15 мкм. Позднее была получена генерация на группе переходов 3s→Зр, 3s→2р (основные переходы 3s2 →2р4 с l= 0,63 мкм и 3s2→3р4 с l = 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 (l=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 Δνст0,6МГц; 2) естественное уширение определяется 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 линии излучения 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 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: tgφБр=п ,n – относительный показатель преломления. В частности, для границы раздела стекло-воздух п =1,5-1,6 и φБр=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 (l=0,51 мкм) 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 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°С, 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.
Страницы: 1, 2
