Диффузионный СО2 лазер с ВЧЕ-разрядом
Автор: Ilya Chindialov (2:5020/859.43)
Содержание
1. Введение ..…………………………..…………………......…………. 3
2. Квантовое описание лазера …………………………………..…….. 4
3. Получение инверсной заселённости, состав активной среды, температурный режим, регенератор .....................................…..... 9
4. Резонатор ...................................………………..……..……............ 13
5. Характеристика газового разряда, ВАХ, потенциальная диаграмма ……………………………………………………………. 17
6. Заключение ………………………………………………..………….. 25
7. Список используемой литературы ................................................ 26
1. Введение
Из всех существующих лазеров (“Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation”) длительного действия наиболее мощными, продвинутыми в практическом отношении и приспособленными для резки материалов, сварки металлов, термического упрочнения поверхностей деталей и ряда других операций являются электроразрядные СО2-лазеры. Большой интерес к СО2-лазерам объясняется также и тем, что у этого лазера эффективность преобразования электрической энергии в энергию лазерного излучения в сочетании с максимально достижимой мощностью или энергии импульса значительно превосходит аналогичные параметры других типов лазеров. С помощью их излучения производят необычные химические реакции, разделяют изотопы. Имеются проекты передачи энергии с помощью СО2-лазеров с Земли в космос или из космоса на Землю, обсуждаются вопросы создания реактивного двигателя, использующего излучение лазера. За 33 года, прошедших со времени создания первого образца (С. Пател, 1964г.) их мощность в непрерывном режиме возросла от милливатта до многих киловатт. Сейчас выпускаются СО2-лазеры с мощностью до 10 кВт, в том числе более 50 типов СО2-лазеров с ВЧ-накачкой в диапазоне мощностей от 3 Вт до 5 кВт. При этом газовые лазеры с ВЧ-возбуждением обладают целым рядом преимуществ по сравнению с лазерами, в которых для накачки рабочей среды применяется самостоятельный тлеющий разряд постоянного тока. В частности, их конструкция и технология изготовления проще, а надёжность, ресурс работы, удельные характеристики существенно выше чем у лазеров с накачкой постоянным током. Это позволяет уменьшить габариты и массу технологических СО2-лазеров мощностью ~1 кВт настолько, что становится возможным размещение такого лазера на подвижном манипуляторе промышленного робота.
Сегодня известно большое количество различных конструкций газовых лазеров с ВЧ-возбуждением. Но в основе всего многообразия конструктивных решений лежит специфика пространственной структуры ВЧЕР, которая в большинстве случаев удачно совпадает с требованиями, предъявляемыми к активной среде лазера.
2. Квантовое описание лазера
Возбуждённая частица может перейти в менее энергетическое состояние самопроизвольно в результате спонтанного излучения, или, как его ещё называют, радиационного распада (рис. 1). Спонтанное излучение имеет чисто квантовую природу. Согласно квантовой механике атом или молекула не могут находиться в возбуждённом состоянии бесконечно долго. Возбуждённое состояние распадается с конечной скоростью, определяемой вероятностью этого перехода в единицу времени , испуская при этом квант света с энергией hn0=e2-e1 А(2)®А(1)+ hn0 ( - коэффициент Эйнштейна для спонтанных переходов). Изменение концентрации частиц N2 на верхнем уровне в результате спонтанных переходов описывается выражением . Кванты света, родившиеся в результате спонтанных переходов обладают одинаковой энергией но никоим образом не связаны между собой. Направления распространения этих квантов в пространстве равновероятны. Так как рождение кванта может с равной вероятностью произойти в любой момент времени, электромагнитные волны, соответствующие этим квантам, не связаны между собой по фазе и имеют произвольную поляризацию.
В отличие от спонтанных переходов, способных происходить в изолированной частице, безизлучательные переходы возможны только при наличии взаимодействия частицы А с другой частицей или системой частиц В. В результате такого взаимодействия частица переходит из состояния 1 в состояние 2 или наоборот без излучения кванта света и без его участия. Процесс столкновительного возбуждения (рис.2) требует затраты кинетической энергии и протекает по схеме А(1)+В®А(2)+В. Процесс столкновительной релаксации на (рис.3) наоборот сопровождается переходом энергии в поступательную энергию взаимодействующих частиц либо тратится на возбуждение частицы В. Этот переход происходит по схеме A(2)+B®A(1)+B+. Индуцированные, или, как их иногда называют, вынужденные переходы в соответствии с гипотезой А. Эйнштейна могут происходить только при взаимодействии частицы А с резонансными квантами, удовлетворяющими условию hn0=e2-e1 т.е вероятность индуцированных переходов отлична от нуля лишь во внешнем электромагнитном поле с резонансной частотой n0. А. Эйнштейн предположил, что при наличии поля резонансной частоты помимо переходов квантовой системы из состояния 1 в состояние 2, что соответствует резонансному поглощению квантов, протекающему по схеме А(1)+hn0®A(2) (рис.4) возможны переходы по схеме А(2)+hn0®А(1)+2hn0 (рис.5). Данный процесс индуцирования или вынужденного излучения и служит основой квантовой электроники.
Однако энергия возбуждённых состояний не является фиксированной величиной даже в случае изолированной частицы. Согласно принципу неопределённости Гейзенберга неточность в определении энергии системы и времени её существования должна удовлетворять соотношению: . Поскольку ~t0 то неопределённость энергии возбуждённого состояния составляет . Такое энергетическое размытие уровней приводит к неопределённости частоты излучаемого кванта . Данное уширение частоты излучения называется естественная ширина линии и является минимально возможной. Естественная ширина линии резко растёт с ростом n (~n3) и становится заметной в коротковолновой части спектра. Для основного перехода молекулы СО2 лазера t0»5 сек и ширина n0»3*10-2 Гц. Однако обычно ширина линии излучения определяется не спонтанным излучением а релаксационными безизлучательными переходами, происходящими при взаимодействии возбуждённой частицы с другими частицами. Любой релаксационный процесс приводит к сокращению времени жизни частицы в возбуждённом состоянии, а следовательно, к уширению соответствующей этому состоянию линии излучения. Релаксационное уширение происходит за счёт безизлучательных процессом при столкновении частиц и этот процесс называют столкновительное уширение. По аналогии с естественный шириной линии, принимая tcт - время жизни частицы в возбуждённом состоянии столкновительное уширенение определяется как . Время жизни частицы определяется через сечение этих процессов tст Как правило возбуждённая частица взаимодействует с различными частицами и в общем случае tст, где суммирование проводится по всем видам взаимодействующих частиц. Столкновительное и естественное уширение вызвано одной той же причиной – конечным временем жизни частицы в возбуждённом состоянии. Форма линии уширения в обоих случаях определяется особенностью вероятностных процессов и поэтому одинакова. Она имеет так называемый лоренцев контур, описываемый форм-фактором . Выражение нормировано на единицу: . Уширение линии, связанное с конечностью времени жизни возбуждённого состояния, принято называть однородным. В случае однородного уширения каждая возбуждённая частица при переходе излучает линию с полной шириной , спектральной формой и поглощает кванты с частотой, лежащей в пределах контура . При однородном уширении форма линии описывает спектральные характеристики каждой частицы и всех частиц в целом. Но конечное время жизни частиц не является единственной причиной уширения линий. Излучающие частицы находятся, как правило, в тепловом движении. В соответствии с эффектом Доплера частота, испускаемая движущимся источником колебаний, претерпевает смещение, пропорциональное скорости движения излучателя V. Смещение частоты зависит также от угла j между направлением движения и линией, соединяющей излучатель с приёмником и составляет . Так как излучающие частицы движутся с различными скоростями и в различных направлениях, то частотные сдвиги излучаемых ими линий различны. Поэтому даже в случае отсутствия столкновений неподвижный спектральный прибор будет регистрировать множество естественно уширенных линий, различно смещённых относительно частоты n0. Суперпозиция этих смещённых линий и даёт наблюдаемый профиль уширённой линии. Это так называемое доплеровское уширение линии является неоднородным. Каждая частица в описанной ситуации может излучать линию лишь в узком, определяемом естественным уширением, спектральном диапазоне, сдвинутом относительно n0 на конкретную величину, однозначно связанную со скоростью и направлением движения этой частицы. Естественно, что и поглощать излучение с фиксированной частотой смогут только те частицы, доплеровский сдвиг которых соответствует этой частоте. При максвелловском распределении излучающих частиц по скоростям где - средняя тепловая скорость; m - масса частицы. При этом линия излучения имеет гауссов профиль, описываемый форм-фактором . Аналогично с выражение нормировано на единицу .
В общем случае полная ширина линии излучения определяется всеми механизмами уширения. Однако в реальной ситуации чаще всего преобладающим является один. Это вызвано различным характером зависимости и от внешних условий. Так, например, в случае газовой излучающей среды линейно растёт с концентрацией частиц, а зависит только от температуры. Поэтому при малых давлениях уширение будет определяться доплеровским эффектом, а при больших - столкновениями. Спектральное распределение излучаемой линии имеет вид симметричной резонансной кривой (рис.6) с максимумом на частоте n=n0, спадающей до уровня половины максимальной интенсивности при частотах
. Наличие уширения энергетических уровней и излучаемых линий, не влияя на интегральную частоту вынужденных переходов, приводит к уменьшению вероятности переходов с конкретной длиной волны. Т.к. линия излучения имеет спектральную форму q(n), то вероятность спонтанного излучения с заданной частотой будет определяться полной вероятностью соответствующих переходов А12 и видом форм-фактора q(n) т.е. Wсп(n)=А21*q(n) где Wсп(n)- вероятность спонтанного излучения. Вероятности спонтанного и вынужденных переходов связаны между собой, поэтому вероятность индуцированных излучения с заданной частотой W21(n) также зависит от n: W21(n)=B21*q(n)*sV, B21 – коэффициент Эйнштейна для индуцированного излучения, – спектральная объёмная плотность излучения. Интегральная вероятность индуцированного излучения W21 при этом удовлетворяет условию . Для лоренцева вида линии форм-фактора такое интегрирование даёт , для гауссова , , - объёмная плотность излучения, d - дельта-функция. Сечение вынужденного фотоперехода для столкновительного уширения имеет вид: , для доплеровской формы линии , g1 – статистический вес уровня. Сечение вынужденного излучения s21=s0*g1, вынужденного поглощения s12=s0*g2. Процессы индуцированного излучения сопровождаются усилением электромагнитных волн. Пусть через среду, в которой частицы могут находиться в состояниях 1 и 2 с энергиями возбуждения e1 и e2 проходит поток монохроматического излучения удовлетворяющего соотношению hn0=e2-e1. Пусть плотность частиц в этих состояниях N1 и N2. Уравнение баланса плотности фотонов в пучке имеет вид: где np – объёмная концентрация фотонов. . Величину называют коэффициентом активной среды. Интенсивность света будет усиливается по мере прохождения через среду с К>0. В противном случае при К<0 будет иметь место ослабление интенсивности изучения. Знак К определяется знаком выражения (N2*g1-N1*g2), называемого инверсией среды. Усиление среды положительно только лишь при (N2*g1-N1*g2)>0. В среде с термическим равновесием, где N1 и N2 подчиняются распределению Больцмана и где N2 всегда меньше N1, усиление света невозможно. Таким образом, усиление света может иметь место лишь при отсутствии термодинамического равновесия между уровнями 2 и 2, т.е. в неравновесной среде. Среду с N2*g1-N1*g2>0 называют средой с инверсной населённостью. Наилучшие условия резонансного излучения получаются при больших скоростях заселения и временах жизни верхнего уровня активных частиц и малых значениях этих величин для нижнего уровня.
