Popis aktivního prostředí neonového laserového helia. Přednáška třináctá. Plynové lasery. Laser Helium Neon. Médium v \u200b\u200bplynových laserech má několik nádherných vlastností. Za prvé, pouze prostředí plynu může být transparentní v širokém spektrálním rozsahu.

Helium-neon laser - spolu s diodou nebo polovodičem - odkazuje na počet nejčastěji používaných a nejpřijatelnějších laserů pro viditelnou oblast spektra. Kapacita laserových systémů tohoto druhu, určená především pro komerční účely, je v rozmezí od 1 MW na několik desítek MW. Zvláště populární není tak silný He-Ne-Ne-lasery asi 1 MW, které se používají hlavně jako cenová zařízení, stejně jako k řešení dalších úkolů v oblasti měřicího zařízení. V infračervených a červených rozsahech je laser helium-neon stále více přeplněný diodovým laserem. On-Ne-lasery jsou schopny spolu s červenými čarami, také emitují oranžovou, žlutou a zelenou, což je dosaženo v důsledku odpovídajících selektivních zrcadel.

Schéma energie

Úrovně energie helia a neo-neo-laserů jsou nejdůležitější pro funkci He-Ne-Laser. 1. Laserové přechody se provádějí v neonovém atomu a nejintenzivnější linie se získají v důsledku přechodů s vlnovými délkami 633, 1153 a 3391 (viz tabulka 1).

Elektronická konfigurace neon v hlavním stavu vypadá takto: 1S22S22p6 a první skořápka (n \u003d 1) a druhý plášť (n \u003d 2) jsou vyplněny dvěma a osmi elektrony. Vyšší stavy na Obr. 1 vznikají v důsledku toho, že existuje 1S22S22p5-shell, a zářící (optický) elektron je vzrušený podle schématu: 3S, 4S, 5s, ..., SP, 4P, ... atd. Je tedy o jednorázovém stavu, který komunikuje s skořápkou. V Schéma LS (Russell - Sumuners) pro energie Neon je indikován jedním elektronovým stavem (například 5s), stejně jako výsledný kompletní orbitální moment L (\u003d S, P, D ...). V zápisu S, P, D, ... Dolní index ukazuje úplný orbitální moment J, a horní část je 2S + 1 násobenost, například 5S1P1. Často se používá čistě fenomenologické označení pro pasti (obr. 1). Současně se skóre rychlosti excitovaných elektronických stavů provádí od 2 do 5 (pro S-státy) a od 1 do 10 (pro P-státy).

Obr. 1. Schéma energetické hladiny he-Ne-laseru. Neonové úrovně jsou označeny Pašeny, to je: 3S2, 3S3, 3S4, 3S5 atd.

Tabulka 1. Označení přechodů intenzivních he-ne-laserových linek

Excitační

Aktivní médium neonového laserového helia je směs plynů, ke které je dodávána potřebná energie v elektrickém výboji. Horní laserové hladiny (2S a 2P prošel) selektivně naplnit na základě kolizí s atomy metastable helia (23S1, 21S0). S těmito kolizemi se vyskytuje nejen výměna kinetické energie, ale také přenos energie vzrušeného atomů atomů helia neon. Tento proces se nazývá kolize druhého druhu:

Ne * + ne -\u003e ne + ne * + ΔE, (1)

kde hvězdiček (*) symbolizuje přesně nadšený stav. Rozdíl energií je v případě excitace 2S úrovni: & Deltae \u003d 0,05 EV. V kolizi se stávající rozdíl převede na kinetickou energii, která je pak distribuována jako teplo. Pro úroveň 3S se konají stejné vztahy. Takový rezonant přenos energie z hélia do neonu je hlavní čerpací proces při vytváření inverze populací. Zároveň dlouhodobá doba metastable stavu neovlivní selektivitu výběru horního laseru.

Excitace he-atomů je založen na kolizi elektronů - buď přímo, nebo prostřednictvím dalších kaskádových přechodů z překrývajících se úrovně. Díky dlouhotrvajícím metastable stavům je hustota atomů helia v těchto státech velmi velká. Horní laserové úrovně 2S a 3S mohou - s přihlédnutím k pravidlům výběru pro elektrické doplňovací přechody - pohybovat se pouze na podkladové úrovně P-úrovně. Pro úspěšné generování laserového záření je nesmírně důležité, aby životnost S-států (Horní laserová úroveň) \u003d přibližně 100 HC překročí životnost P-stavů (nižší laserová hladina) \u003d 10 HC.

Vlnové délky

Dále zvažujeme nejdůležitější laserové přechody podrobněji za použití Obr. 1 a data z tabulky 1. Nejznámější linie v červené oblasti spektra (0,63 μm) dochází v důsledku přechodu 3S2 → 2p4. Spodní úroveň je rozdělena jako výsledek spontánního záření pro 10 NS v 1S úrovni (obr. 1). Ten je odolný vůči štěpení v důsledku elektrického dipólového záření, takže se vyznačuje dlouhodobým přirozeným životem. Proto jsou atomy soustředěny v tomto stavu, což se ukáže být vysoce osídlené. V vypouštění plynu se atomy v takovém stavu čelí elektrony a pak se znovu vyskytly 2P a 3S. V tomto případě se redukuje inverze populací, což omezuje laserovou energii. Vyprazdňování stavu LS se provádí v helium-neonových laserech především v důsledku kolizí se stěnou trubice plynu, a proto se zvýšením průměru trubky dochází ke snížení zisku a a snížení účinnosti. Proto je průměr v praxi omezen na přibližně 1 mm, který zase vede k omezení výstupního výkonu he-Ne-laserů několika desítkami MW.

Účast na laserovém přechodu elektronické konfigurace 2S, 3S, 2P a SR rozdělil do četných Sublevels. To vede například k dalším přechodům ve viditelné oblasti spektra, jak je vidět z tabulky 2. Se všemi viditelnými he-Ne-laserovými čarami, kvantová účinnost je asi 10%, což není tolik. Rozložení hladin (obr. 1) ukazuje, že horní laserové hladiny jsou umístěny přibližně 20 EV nad hlavním stavem. Energie červeného laserového záření je pouze 2 EV.

Tabulka 2. Vlnová vlnová délka λ, výstupní výkon a čáry Šířka Δ ƒ HE-Ne-laser (označení přechodů cestujících)

Barva	λ nm.	Přechod (Prošel)	Napájení mw.	Δ ƒ Mhts.	Získat % / M.
Infračervený	3 391	3S2 → 3p4.	> 10	280	10 000
Infračervený	1 523	2S2 → 2p1.	1	625
Infračervený	1 153	2S2 → 2p4.	1	825
Červené	640	3S2 → 2p2.
Červené	635	3S2 → 2p3.
Červené	633	3S2 → 2p4.	> 10	1500	10
Červené	629	3S2 → 2p5.
oranžový	612	3S2 → 2p6.	1	1 550	1.7
oranžový	604	3S2 → 2p7.
Žlutá	594	3S2 → 2p8.	1	1 600	0.5
Žlutá	543	3S2 → 2p10.	1	1 750	0.5

Záření v infračerveném rozsahu je asi 1,157 mikronů vzniká přechodem 2S → 2p. Totéž platí pro poněkud slabší čáru asi 1,512 mikronů. Obě tyto infračervené linie se používají v komerčních laserech.

Charakteristickým rysem linky v rozsahu IR na 3,391 mikronech je vysoký zisk. V zóně slabých signálů, to znamená s jednorázovým průchodem slabých světelných signálů, je to asi 20 dB / m. To odpovídá 1 metrové délce laserového koeficientu. Horní laserová hladina je stejná jako u dobře známého červeného přechodu (0,63 mikronů). Vysoká amplifikace, na jedné straně, způsobené extrémně krátkou dobou života na nižší úrovni 3P. Na druhé straně, to je vysvětleno relativně velkou vlnovou délkou, a proto nízkou radiační frekvenci. Typicky, poměr nuceného a spontánní záření Zvyšuje se pro nízké frekvence ƒ. Amplifikace slabých signálů G je obvykle úměrná g ~ ƒ2.

Bez selektivních prvků by se radiace laseru hélia-neonu došlo na lince 3,39 μm, a ne v červené oblasti při 0,63 μm. Excitace infračervené linie je omezena buď selektivním zrcadlem rezonátoru, nebo absorpcí v okně pivovaru trubky plynu. Díky tomu může prahová hodnota generování laserem zvýšit na úroveň dostatečnou pro záření 3,39 mikronů, takže zde se objeví pouze slabší červená čára.

Konstruktivní provedení

Elektrony potřebné pro excitaci jsou vytvořeny v plynovém výboji (obr. 2), který může být použit s napětím asi 12 kV při proudech od 5 do 10 mA. Typickou délkou výboje je 10 cm nebo více, průměr vypouštěcí kapiláry je asi 1 mm a odpovídá průměru emitovaného laserového paprsku. S nárůstem průměru plynu výboje z plynové výbojky se sníží koeficient účinnosti, protože vyžaduje kolize s trubkovou stěnou pro vyprázdnění úrovně LS. Pro optimální výstupní výkon se používá plný tlak (p) plnění: p · d \u003d 500 pa · mm, kde d je průměr trubky. Poměr směsi HE / NE závisí na požadované linii laserového záření. Pro slavnou červenou linii nemáme: NE \u003d 5: l, a pro infračervenou linii asi 1,15 μm - on: ne \u003d 10: L. Zdá se, že důležitý aspekt také optimalizuje hustotu proudu. Účinnost pro linku 633 NM je asi 0,1%, protože proces excitace v tomto případě není příliš účinný. Životnost neonového laserového helia je asi 20 000 pracovních hodin.

Obr. 2. Konstrukční provedení he-Ne-laser pro polarizované záření v MW-RAM

Amplifikace za takových podmínek je na úrovni g \u003d 0,1 m-1, takže je nutné použít zrcadla s vysokou odrazivostí. Pro opuštění laserového paprsku pouze na jedné straně je částečně vysílá (průsvitné) zrcadlo (například s R \u003d 98%), a na druhé straně - zrcadlo s nejvyšší možnou odrazivost (~ 100%). Posílení jiných viditelných přechodů je podstatně nižší (viz tabulka 2). Pro komerční účely se tyto linie podařilo dostat pouze v minulé roky Pomocí zrcadel se vyznačuje extrémně malými ztrátami.

Dříve, helium-neon laser, výstupní okna plynové výbojky trubice byly upevněny epoxidovou pryskyřicí a zrcadla byla namontována venku. To vedlo k tomu, že helium rozptýlené lepidlem a laser spadl na vodní páru. Tato okna jsou dnes připojena přímo omlazeným kovem se sklem, který dává pokles úniku helia asi 1 PA ročně. V případě malých hmotnostních výrobních laserů se zrcadlový povlak aplikuje přímo na výstupní okna, což značně zjednodušuje celý design.

Vlastnosti nosníku

Chcete-li vybrat směr polarizace, lampa výboje plynu je dodávána se dvěma šikmo umístěnými okny nebo, jak je znázorněno na obr. 2, relator je vložen do rezonátoru. Odrazivost na optickém povrchu apeluje na nulu, pokud světlo spadne pod tzv. Rohem pivovaru a polarizoval rovnoběžně s rovinou pádu. Tak, záření s tímto směrem polarizace bez ztrát prochází oknem pivovaru. Současně je odrazivost složky, polarizované kolmo k podzimní rovině, je dostatečně vysoká a potlačena v laseru.

Koeficient polarizace (stupeň) (poměr výkonu ve směru polarizace na výkon kolmá k tomuto směru) je 1000: 1 v běžných komerčních systémech. Když laser pracuje bez shonu desky s vnitřními zrcadly, je generováno nepolarizované záření.

Laser se obvykle vytváří na příčné tempo-módu (s nízkým pořadovým modem) a jsou tvořeny několik podélných (axiálních) režimů. Když vzdálenost mezi zrcadly (délka laserového rezonátoru) L \u003d 30 cm, intermodální frekvenční interval je Δ ƒ \u003d C / 2L \u003d 500 MHz. Centrální frekvence je na 4,7 × 1014 Hz. Vzhledem k tomu, že zisk světla může dojít v rozsahu Δ ƒ \u003d 1500 MHz (šířka Doppler), jsou vysílány tři různé frekvence při l \u003d 30 cm: Δ ƒ / δ ƒ \u003d 3. Při použití menší vzdálenosti mezi zrcadly (<= 10см) может быть получена одночастотная генерация. При короткой длине мощность будет весьма незначительной. Если требуется одночастотная генерация и более высокая мощность, можно использовать лазер большей длины и с оснащением частотно-селективными элементами.

Helium-neon lasery asi 10 mW se často používají v interferometrii nebo holografii. Délka koherence podobných hmotnostních výrobních laserů je od 20 do 30 cm, což je dostačující pro holografii malých předmětů. Významnější délky koherence se získají za použití sériových frekvenčních selektivních prvků.

Když se měnit optická vzdálenost mezi zrcadly, v důsledku tepelného nebo jiného účinku dochází k axiální frekvenci EIGEN v laserovém rezonátoru. S jednou frekvenční generací neexistuje žádná stabilní frekvence radiační frekvence - je nekontrolována v rozsahu 1500 MHz čáry Šířka. Dodatečnou elektronickou regulací může být stabilizace frekvence dosažena pouze ve středu linky (komerční systémy mají frekvenční stabilitu v několika MHz). Ve výzkumných laboratořích je možné někdy stabilizovat laser Helium Neon pro rozsah menší než 1 Hz.

Pomocí vhodných zrcadel mohou být různé řádky z tabulky 4.2 nadšeny pro generování laserového záření. Nejčastěji se nachází viditelná řada asi 633 nm s typickými kapacitami několika milivattů. Po potlačení intenzivní laserové linie řádu 633 nm pomocí použití selektivních zrcadel nebo hranolů v rezonátoru se mohou objevit další řádky ve viditelném rozsahu (viz tabulka 2). Výstupní výkon těchto řádků však tvoří pouze 10% výstupního výkonu intenzivní linky nebo ještě méně.

Obchodní lasery helium-neon jsou nabízeny s různými vlnovými délkami. Kromě nich jsou stále lasery generující na mnoha řádcích a schopných vyzařovat vlny sad délek v různých kombinacích. V případě laditelných he-Ne-laserů se navrhuje, otočením hranolu, vyberte požadovanou vlnovou délku.

Plynový laser je zařízení týkající se optických kvantových generátorů.

Hlavním prvkem helia-neonového kontinuálního laseru je plynová trubka. T. (Obrázek 1), mající glaxelnou katodu a anodu A. Trubka naplněná směsí hélia ( Ne) (částečný tlak Ne 1 mm Hg. st) a neon ( Ne.) (částečný tlak Ne. 0,1 mm rt. Svatý). Vnitřní průměr trubky 1 ... 10 mm, délka od několika desítek centimetrů na 1,5 ... 3 m. Konce trubky jsou uzavřeny rovinně paralelní sklo nebo křemenné okny P1 a P 2 instalované na bruteneer úhel k její ose. Pro lineárně polarizované záření s elektrickým vektoru v rovině pádu je koeficient odrazu z nich nulový. Proto se systém Windows poskytuje lineární polarizaci laserového záření a vyloučit energetické ztráty, když je světlo propagováno z aktivní zóny do zrcátek a zpět. Trubka je umístěna v rezonátoru tvořené zrcadly v 1 a v 2 s vícevrstvým dielektrickým povlakem. Taková zrcátka mají velmi vysoký odrazový koeficient v pracovním spektrálním intervalu a prakticky neabsorbují světlo. Šířka pásma zrcadla, kterým je laserové záření převážně, je obvykle 1 ... 2%, druhý - menší než 1%.

Na elektrodách trubky se podává napětí 1 ... 2 kV. Když je katoda počítána a specifikované napětí v plnicí trubici, mohou být plyny udržovány elektrickým vypouštěním. Zářící výboj vytváří podmínky pro vznik inverze populací obyvatelstva v neonu. Typický proud v plynu vypouštění - desítky miliadiče.

Viditelné záření výboje poskytuje neon, ale excitace atomů nezbytných pro to se provádí za použití atomů helia. Simpleistický schematický obraz energetické hladiny atomů Ne a Ne. Zobrazeno na obrázku 2.

Vzhledem k dopadům s atomy elektronů Ne Jděte do vzrušenýho stavu (2 3 S. a 2 1. S.). Tyto úrovně metastable s energií 19,82 a 20,61 EV, resp. Spontánní radiační přechod z těchto úrovní na hlavní úroveň podle pravidel výběru je zakázáno, tj. Stává se to s velmi malou pravděpodobností.

Obrázek 2.

Život na úrovni 2 1 S. a 2 3. S. Skvělé ve srovnání s časem života na obyčejných nadšeným úrovním, tolik atomů se hromadí na těchto metastable úrovni. Ne. Ale úrovně neon 3 S. a 2. S. Prakticky se shoduje s metastable úrovní 2 1 S. a 2 3. S. hélium. Vzhledem k tomu, když kolize vzrušených atomů Ne s atomy Ne.dochází k přechodu atomů Ne. V nadšeném stavu s rezonančním přenosem energie atomů atomů helia neon.

Proces excitace atomů Ne. Obrázky Horizontální tečkované šipky (obrázek 2). V důsledku koncentrace neonových atomů na úrovni 3 S. a 2. S. Silně se zvyšuje a existuje inverzní populace energetických hladin ve vztahu k úrovni 2 R.. Trubka vytváří aktivní médium sestávající z atomů Ne.které mají inverzní populaci energetických hladin elektronů.

Spontánní záření jednotlivých vzrušených atomů vede k šíření v aktivním médiu fotonů odpovídající elektronickým přechodům v neonových atomech z úrovní 3 S. na úrovních 2. P..

Pod působením elektromagnetického pole se fotony rozmnožují v výboji (nejprve spontánně emitované neonové atomy), dochází k soudržným zářením jiných vzrušených neonových atomů, tj. Aktivní médium plnění trubice laseru. Hromadný nárůst tohoto procesu je zajištěno více průchodem záření mezi zrcadly. V 1 I. V 2 rezonátory, což vede k tvorbě silného indukovaného toku směrového koherentního záření laseru. Minimální úhlová šířka laserového světelného paprsku se stanoví difrakcí spojenou s omezením průřezu paprsku, tj. Pouze s vlnovými vlastnostmi světla. To je nejdůležitější okolnost obsahuje laserový zdroj od jiného zdroje světla.

4 Přístroje a příslušenství

1 plynový laser LG78.

2 Optická lavice.

3 Napájení.

4 difrakční mřížka.

5 Skleněné desky s postřikovaným mikroparty-tsami.

6 Obrazovka s milimetrovým měřítkem.

5 Práce s plynovým laserem

Povolit přepínač "Síť". Přepínač "Aktuální nastavení" je instalován v pracovní poloze učitelem nebo laboratorním režisérem. Je přísně zakázáno překládat ji do jiné pozice.

Při práci s laserem je třeba si pamatovat laserové záření v kontaktu s přímým laserovým zářením .

Proto je při práci s laserem pozorováno jeho světlo po odrazu na obrazovce s rozptylovým povrchem.

6 Postup pro provádění práce

Cvičení 1

Měření vlnové délky radiačního laseru persera

difrakční mříž

Směr a prostorová soudržnost záření laseru umožňuje použití v řadě měření bez předchozí kolimace.

Instalace pro toto cvičení zahrnuje laser, rater s difrakční mřížkou, obrazovkou s milimetrovým měřítkem pro pozorování difrakčního vzoru (obrázek 3).

Obrázek 3.

Difrakční mřížka je nastavena kolmo k ose světelného paprsku opouštějícího laser. Pro toto musí být lehký pohled, odráží se od roviny mřížky, se provádí přesně na středu laserového výstupního okna, tj. Pro dosažení shody světelného paprsku vycházejícího z laseru a odrazů od roviny mřížky.

Vzhledem k monochromatickém laserovému záření existuje mnoho nepotupňových difrakčních spektra různých pozitivních a negativních objednávek na obrazovce. Tyto spektra tvoří řadu červených proužků na obrazovce, opakující se průřez primárního světelného paprsku, který padá na mřížku.

Obrazovka je namontována kolmo k světelnému paprsku a spektrální objednávky jsou umístěny symetricky vzhledem k nulovým obrazovkám.

Ve vzdálenosti mezi difrakční spektry a spektrem s nulovým řádem je nutné pochopit vzdálenost mezi středem pozorovaných spektra (pruhy).

Výpočet vlnové délky se provádí vzorcem

kde d. - stálá mřížka (v našem případě d. \u003d 0,01 mm);
- difrakční úhel;

k -objednávka spektra;

l - vlnová délka laserového záření.

Obrázek 4.

Difrakční úhel je určen z poměru

(2)

kde - vzdálenost mezi levým a pravými výjimkami řádu k.;

L. - Vzdálenost od roviny difrakční mřížky do roviny obrazovky (obrázek 4).

Nahrazení (2) v (1), dostaneme

Postup pro provádění cvičení 1

1 Změřte vzdálenost ve spektru první ( k.\u003d 1), druhé ( k.\u003d 2) a třetí ( k.\u003d 3) Objednávky v různých vzdálenostech obrazovky z difrakční mřížky.

2 výsledky měření. Použijte tabulku 1.

3 Vypočítejte vlnovou délku odpovídající záření laseru.

stůl 1

Pořadí spektra k.	L, M.	X. K, m.	l. I, M.	, M.	Dl. I, M.	, M.		DL, M.	E,%

Zpracování experimentálních dat

1 Vypočítejte vlnovou délku pro každé měření podle vzorce (3).

2. Vypočítejte průměrnou hodnotu, kde n. - počet měření.

3 Vypočítejte absolutní chyby jednotlivých měření

5 Nastavte hodnotu spolehlivosti A (poučem učitele).

6 Určete studentský stůl a spočítejte hranice intervalu spolehlivosti

7 Vypočítejte relativní chybovou hodnotu nalezené hodnoty L použití v výpočtech požadovaných v následujícím cvičení.

Cvičení 2.

Fraunongferov difrakční laserové záření

na malých kulatých částic

Monochromatický, dobře kolimovaný a prostorově koherentní paprsek laseru umožňuje přímo dodržovat difrakci světla na kulatých částcích.

Aby byly difrakční úhly na částech významné, velikost částic by měla být malá. Pokud však vložíte jednu malou částici do světelného paprsku, pak je obtížné jej pozorovat na vzdálené obrazovce, protože Obraz bude navržen na světlém pozadí vytvořeným částem světelného paprsku, který nezažil difrakci.

Pro získání dobře viditelného difrakčního vzoru musíte být umístěn na cestě světelného paprsku, sadě chaotických identických částic. Vzhledem k tomu, že phraungoferov difrakce je zkoumána, každá jednotlivá částice, bez ohledu na jeho polohu v rovině příčné části světelného paprsku, poskytuje stejné rozložení difrakčního světla.

S současnou přítomností v sekci paprsku mnoha částic, úhlová distribuce difrakčního světla vznikajícího každou částic odděleně není narušen, pokud neexistuje systematický interfúze účinek mezi světelnými paprsky lišícími na různých částcích.

Pokud je paprsek částic randed v průřezu průřezu částice, poté na základě stejné pravděpodobnosti všech hodnot fází vln, liší se v různých směrech, dojde pouze intenzity světelných paprsků různé částice. Diffrakční obrázek OT. N. částice se zvýší intenzitou N. Jednou v porovnání s difrakčním vzorem oddělené částice, aniž by se změnila jeho strukturu. Tato okolnost se používá v tomto experimentu.

Instalace zůstává stejná jako u cvičení 1, ale namísto difrakční mřížky na reuters je stanoven trn se skleněnými deskami, mezi nimiž jsou fragmentační částice uloženy (spóry plodů rostlin), které jsou míčky přibližně stejnou malou velikost.

Na obrazovce po zapnutí laseru můžete pozorovat systém soustředných světelných a tmavých difrakčních kroužků obklopujících světelný kruh.

Úhlový poloměr A. I. I. Temné kroužky poslouchají vztahy:

Úhlový poloměr A. I. I. Lehké prsteny

(5)

kde r. - Poloměr částic, které způsobily difrakci světla.

Hodnoty sina I. Vypočteno z podmínky

(6)

kde D I. - lineární průměr odpovídajícího difrakčního kroužku na obrazovce;

L. - Vzdálenost od skleněné desky na obrazovku.

OBJEDNÁVKA 2

a zpracování experimentálních dat

1 Změřte průměry první ( D. 1) a druhý (druhý ( D. 3) Tmavé kroužky v různých vzdálenostech L.. Výsledky k vložení do tabulky. 2.

2 Sestavte rozvrh závislosti D \u003d f.(L.) Pro každou z difrakčních minimů, tj. D 1 \u003d f(L.)a D 3 \u003d F(L.).

3 Určete tečny difrakčních úhlů odpovídajícím prvním a druhému tmavému kroužku pomocí vzorce (6) a průměrné hodnoty poloměru částic se vztahy (4).

4 Určete chybu měření. Zaznamenejte konečný výsledek ve formuláři r. = <r.> ± r.\u003e (m).

5 Zajistěte závěry pro práci.

Práce 17. Studium vlastností laserového záření

Účel práce:

1. Seznamte se se zásadou akcí a zařízením laserem heliem-neon.

2. Seznámit se s interferencí, difrakcí a polarizací laserového záření.

3. Určete období dvourozměrné struktury.

4. Určete úhel prodejce laserového paprsku.

Stručná teorie

Laser je zásadně nový světelný zdroj. Z záření obyčejných zdrojů (žárovcové lampy, lampy denního světla atd.) Rozzáření laseru se liší v tom, že se blíží monochromatické, má mimořádně nejvyšší čas a prostorovou soudržnost, velmi malou divergenci , a proto mimořádně vysokou hustotu elektromagnetické energie. Kromě toho je laserový paprsek polarizován.

Princip laseru je založen na třech fyzických spotřebičích: nucené záření, inverze populace a pozitivní zpětnou vazbu.

Chování atomů (molekuly) podléhá zákonům kvantové mechaniky, podle které hodnoty fyzikálních veličin (například energie E) mohou trvat pouze určité (diskrétní) hodnoty. Pro energii jsou tyto hodnoty odebrány graficky k zobrazení ve formě tzv. Energie hladiny (obr. 1).

Nejnižší úroveň energie se nazývá BASIC, protože odpovídá nejrůznějším stavu částic. Zbývající úrovně s vyššími hodnotami energie se nazývají nadšený.

Způsob doprovázený nárůstem atomové energie je zobrazen jako přechod na vyšší úroveň energie, proces s poklesem energie - jako přechod na nižší úroveň.

Zvažte interakci elektromagnetického záření (světla) s atomy.

První typ interakce: Atom, být v hlavním stavu, absorbuje foton, jehož energie je dostatečná pro přechod na jeden z nadšeným stavům (obr. 1A).

a druhý: Atom se nachází v nadšeným stavu,

spontánně (spontánně) jde do nižšího stavu energie: Tento přechod je doprovázen fotonovým zářením (obr. 1b).

S spontánními přechody jsou různé atomy vyzařovány neopakovaně a nezávisle, proto nejsou fáze vyzařovaných fotonů propojeny, směr vyzařování, jeho polarizace je náhodným charakterem a rozsahy radiační frekvence v některých limitech určených úrovni energie E 1 a E 2.

Spontánní záření je nesměrné, nepolarizované, neonochické.

Existuje však třetí typ interakcekterý se nazývá nucené záření. Pokud atom umístěný v nadšeném stavu (obr.2), radiační klesne s frekvencí ν odpovídající přechod atomu do nižšího stavu (1), pak atom se pohybuje do nuceného pod působením tohoto fotonu, zatímco vyzařuje jeho foton, který se nazývá nucené záření.

Je nesmírně důležité poznamenat charakteristickou vlastnost nuceného záření: emitovaná vlna (foton) má přesně stejné směr a fázejako projev. Kromě toho mají tyto dvě vlny stejné frekvence a polarizační stavy.

Při přechodu 1 → 2 (obr. 1a), vnější záření je absorbováno a s nucenými přechodymi 2 → 1 (obr. 2), naopak, to je amplifikováno, protože Do vnějšího fotonu se přidá foton emitovaný atomem. Pravděpodobnosti přechodů 1 → 2 a 2 → 1oninka. Pokud je většina atomů v nadšeném stavu, pak častěji přechody 2 → 1 . Jinými slovy, je nutné zvýšit vnější záření populaceÚroveň 2 byla vyšší než populace úrovně 1 nebo potřebujete vytvořit inverzeúrovně populace.

Při teplotách t, \u200b\u200bpočet atomů N je ve stavu s energií E je určen vzorcem Boltzmann

N ~ exp (-e / kt)

kde k je Boltzmannova konstanta.

Je vidět, že čím větší je energie státu e, tím méně je počet atomů N je v tomto stavu. To znamená, že nižší úrovně jsou více v rovnovážném stavu a absorpce světla převažuje nad amplifikaci.

Inverze úrovní populace odpovídá neochelnému stavu atomů média.

Vytvořit takový stav může být uměle
Energie do pracovní látky na úkor, jejichž atomy jsou přeneseny na horní energetickou úroveň. Takový proces se nazývá čerpané.V různých typech laserů se čerpání provádí různými způsoby: v pevných laserech se provádí v důsledku absorpce světla z přídavných svítidel, v plynu - v důsledku přenosu energie energie energie elektrony zrychlují elektrickým polem během jejich kolizí.

Médium, ve kterém se provádí inverze obyvatelstva, se nazývá aktivní médium.

Slovo "laser" se skládá z počátečních písmen angličtiny fráze: "zesílení světla stimulovaným emisím záření", což znamená: "Posílení světla pomocí nuceného záření." Lasery se také nazývají optické kvantové generátory (OCG).

Plynové lasery. Laser Helium Neon.

Hlavním prvkem helia Neon Laser spojité

akce jsou trubka 2 (obr. 3), naplněné směsí helia a neon s částečným tlakem přibližně 1 a 0,1 mm.r.t., resp. Konce trubky jsou uzavřeny s plochými paralelními skleněnými deskami 3 namontovanými na úhlu batra k její ose.

Čerpání v plynovém laseru se provádí v důsledku energie napájecího zdroje, který podporuje zářící výtok mezi katodou 4 a anodou 5. Vypouštění v trubce se vyskytuje při 1,5-2,0 kV. Vypouštěcí proud trubky je desítky miliampu.

Pracovní atomy helium-neonového laseru jsou atomy

neon, vyzařující červené fotony (λ \u003d 632,8 nm), na obr. 4 znázorňuje zjednodušený schéma úrovní atomů neonových a helia.

V čistém neonu je stav států 3S při čerpání neúčinný, protože tato úroveň má malou životnost a neon atom spontánně jde do státu 2P.

Situace se změní, když helium přidá do neonu. Úroveň helia 2S Energie se rovná úrovni 3S neon. Úroveň 2S helia energie je dlouhotrvající a účinně naplněna. Ve srážkách vzrušených atomů helia s neonovými atomy je energie přenášena na atomy neonu. V důsledku toho je vytvořena inverzní populace operační úrovně 3S neon.

Poté nastane četné v aktivním prostředí
Akty spontánních přechodů 3S → 2p, vznikající fotony (λ \u003d 632,8 nm) vedou k nuceným přechodům. Ty fotony, které se pohybují v určitém úhlu k ose trubky, se nezabývají při získávání laserového paprsku. Tvorba laserového paprsku je v důsledku fotonů vyzařovaných podél osy trubky.

Zesílení paprsku je mnohem rychlejší, pokud se světlo vrátí zpět do aktivního prostředí, kde bude znovu zesílen v důsledku nucených přechodů. O takové situaci, kterou mluví jako zpětná vazba. Chcete-li vytvořit pozitivní zpětnou vazbu v laserech, použijte optický rezonátor, který je dvě zrcátka 1 (obr. 3).

Zvýšení intenzity nuceného záření se vyskytuje lavinová, a stává se podstatně větší intenzitou spontánního záření, které v budoucnu nelze zvážit.

Generování laserového paprsku začíná v okamžiku, kdy zvýšení energie záření v důsledku nuceného přechodu přesahuje ztrátu energie pro každý průchod rezonátoru. Pro výstup nosníku od rezonátoru se jedna z zrcadel 1 provádí průsvitný. Povrchy obou zrcadel jsou pokryty fóliemi, jejichž tloušťka je vybrána tak, aby odrážely vlny požadované vlnové délky a všechny ostatní se zalijí.

Transparentnost zrcadlí rezonátoru je obvykle menší než 1%.

Charakteristika laserového záření.

Podobné informace.

Vlastnosti plynného aktivního média. Základní excitační metody. Elektrický výboj, dynamika plynu, chemická excitace, fotodisociace, optické čerpání. Rezonanční přenos excitační energie během kolizí. Laser Helium Neon. Úrovně schématu. Přenos excitační energie. Soutěž radiačních linek na vlnách 3,39 a 0,63 mikronů. Parametry výboje, parametry laseru.

Zvážení metod vytváření inverze Budeme prováděny na příkladech laserů představujících největší zájem.

Začněme s plynovými lasery. Plynnost jejich aktivního média vede k řadě nádherných důsledků. Za prvé, pouze plynová média může být transparentní v širokém spektrálním rozsahu od vakuové UV oblasti spektra k vlnám vzdáleného IR, v podstatě mikrovlnného rozsahu. Výsledkem je, že plynové lasery pracují v obrovském rozsahu vlnových délek odpovídajících změně frekvence o více než tři řády velikosti.

Dále. Ve srovnání s pevnými tělesemi a kapalinami mají plyny významně nižší hustotu a vyšší homogenitu. Proto je světelný paprsek v plynu méně zkreslený a rozptýlený. To usnadňuje dosažení difrakčního limitu laserového záření.

Při nízké hustotě pro plyny se charakterizuje doppler rozšiřování spektrálních linií, jejichž hodnota je malá ve srovnání s šířkou luminiscenční linie v kondenzovaných médiích. To usnadňuje dosažení vysokého monochromatického záření plynových laserů. Výsledkem je, že charakteristické vlastnosti laserového záření se nejvíce projevují v záření plynových laserů - vysoké monochromaticity a orientace.

Komponenty částic plynu vzájemně ovlivňují v procesu kolizí plynového systému. Tato interakce je poměrně slabá; Proto prakticky neovlivňuje umístění energii urdvine částic a je vyjádřena pouze při rozšiřování odpovídajících spektrálních linií. Při nízkých tlacích, kolizní rozšiřování málo a nepřesahuje Doppler

šířka. Zvýšení tlaku vede ke zvýšení kolizní šířky (viz přednáška druhá) a dostaneme možnost kontrolovat šířku výztužné linie aktivního média laseru, existující pouze v případě plynových laserů.

Jak víme, splnit podmínky sebe-excitace, zisk v aktivním prostředí v jednom průchodu rezonátoru laseru musí překročit ztrátu. V plynech, absence nonresonantních energetických ztrát přímo v aktivním prostředí usnadňuje provádění tohoto stavu. Je technicky obtížné provádět zrcadla se ztrátami znatelně menší než 1%. V důsledku toho by posílení jednoho průchodu mělo překročit 1%. Relativní snadnost provádění takového požadavku v plynech, například zvýšením délky aktivního média, vysvětluje přítomnost velkého počtu plynových laserů v širokém rozsahu vlnových délek. Zároveň nízká hustota plynů zabraňuje takové vysoké hustotě vzrušených částic, což je charakteristické pro pevné těleso. Specifická spotřeba energie plynových laserů je proto podstatně nižší než lasery na kondenzovaných médiích.

Specifika plynu se také projevují v rozdělovači různých fyzikálních procesů používaných k vytvoření inverze populací. Mezi ně patří excitace v kolizích v elektrickém výboji, excitaci v plyn-dynamických procesech, chemické excitace, fotodisociaci, optické čerpání (hlavně laserové záření), excitace elektronového paprsku.

V převážné většině plynových laserů je inverze populace vytvořena v elektrickém výboji. Tyto plynové lasery se nazývají plynový výboj. Způsob vytváření aktivního média je nejčastějším způsobem získání inverze v plynových laserech, protože vypouštěcí elektrony snadno vzrušují částice plynu, překládat je do procesů neelastických střetů na vyšší úroveň energie. Typicky je pozorovaná zářová výbojka (plynové převodové lampy) vysvětleno spontánní přechody z těchto hladin energie dolů. Pokud je rychlost procesů rozkladu vzrušených stavů příznivá akumulací částic na určité horní úrovni energie a vyprazdňování nějakého druhu nižší energie, existuje inverze populací mezi těmito úrovněmi. Snadno vzrušující plyn v širokém rozsahu energetiky, elektrony výboje plynu vytvářejí inverzi obyvatelstva hladiny neutrálních atomů, molekul, iontů.

Způsob plynu se vztahuje na excitaci laserů kontinuálních i impulsních režimů provozu. Pulzní excitace se používá převážně v případě nepříznivého pro nepřetržitý způsob dynamiky obyvatelstva v horních a nižších úrovních energie, jakož i za účelem získání vysoké radiační síle nedosažitelné v nepřetržitém režimu.

Elektrický výboj v plynu může být nezávislý a nezávislý. V posledně uvedeném případě je vodivost plynu opatřena vnějším ionizovaným činidlem a excitační proces se provádí bez ohledu na podmínky rozpadu plynu s optimální hodnotou pevnosti elektrického pole ve výtlačném prostoru. V plynovém médiu je ionizovaný nezávisle vnější vliv, toto pole a proud způsobené tím, stanoví excitační energie (energetický vstup) zavedený do kategorie.

Charakteristickým rysem plynů je možnost vytvářet takové plynové hmotnosti, ve kterých se dramaticky změní termodynamické parametry plynu. Pokud tedy pre-vysoce vytápěný plyn náhle expanduje, například když únik s nadzvukovou rychlostí přes nějakou trysku, teplota plynu prudce klesne. Tato nová, podstatně nižší teplota odpovídá nové rovnovážné rozložení populací v energetické hladině plynových částic. V případě náhlého poklesu teploty plynu je nějakou dobu narušena rovnováha této distribuce. Poté, pokud relaxace na novou termodynamickou rovnováhu pro nižší úroveň bude rychlejší než u horního, dynamická expanze plynu je doprovázena inverzí obyvatelstva, která existuje v nějaké prodloužené oblasti po proudu za plynu. Velikost této oblasti je určena rychlostí dynamického toku plynu a relaxační dobou inverzní populace v něm.

Takový je plyn-dynamický způsob získání inverze, ve které je tepelná energie vyhřívaného plynu přímo převedena na energii monochromatického elektromagnetického záření. Důležitým charakteristickým znakem této metody je možnost organizace plynové dynamické toky velkých hmotnostních hmotnostních látek a tím získání vysokého výkonu (viz vzorec (6,57)).

V případě chemického excitace je inverze prvku vytvořena v důsledku chemických reakcí, ve kterých jsou vytvořeny vzrušené atomy, molekuly, radikály. Plynové médium je vhodné pro chemickou excitaci tím, že reagencie jsou snadno a rychle smíchány a snadno přepravovány. V plynově fázi chemických reakcí se ne rovnovážná distribuce chemické energie mezi reakčními přípravky projeví nejvýrazněji a zůstává nejdelší. Chemické lasery jsou zajímavé v tom, že mají přímou transformaci chemické energie do energie elektromagnetického záření. Zapojení reakcí řetězce vede k tomu, že relativní podíl spadá dodávek energie. Náklady na zahájení reakcí, které poskytují inverzi. Výsledkem je, že spotřeba elektřiny během provozu chemického laseru může být velmi malá, což je také velká výhoda chemického způsobu vytváření inverze. Dodat k tomu, že odstranění reakčních produktů, tj. Práce v proudu plynu může poskytnout nepřetržitý charakter

práce chemických laserů. Existuje také kombinace chemických a plyn-dynamických metod excitace.

Lasery jsou sousedící s chemickými lasery, inverze populací, ve kterých je dosaženo pomocí fotodistografických reakcí. Jedná se o rychlé reakce iniciované intenzivním pulzním ohniskem nebo výbuchem. V důsledku disociace se vyskytují vzrušené atomy nebo radikály. Výbušná povaha reakce způsobuje způsob působení takových laserů impulsu. Vzhledem k tomu, že s příslušným zahájením, fotodisociace může zahrnovat zároveň velké množství zdrojového plynu, pulzní výkon a energie záření v metodě fotodisociace vytváření inverze může dosáhnout významných hodnot.

Podivná povaha v případě plynů aktivního prostředí se stává takovou obecnou metodou pro vytváření inverze jako optické čerpání. Vzhledem k nízké hustotě plynů, jejich rezonanční absorpční linie úzké. Proto může být optické čerpání účinné, pokud je zdroj čerpadla dostatečně monochromatický. Obvykle se používají laserové zdroje. Specifika plynů v případě optického čerpání se také projevují, že v důsledku jejich nízké hustoty může být hloubka penetrace čerpacího záření do plynu velký a odvod tepla při absorpčním záření je malý. Zpravidla rezonanční optická čerpání plynových médií prakticky nevede k porušení jejich optické homogenity.

S elektronovým paprskem Electron-paprsek prostředí, dochází k ionizaci plynu s vysokým energetickým elektronem (0,3-3-3 MEV). Současně energie rychlých elektronů primárního paprsku, jejichž celkový počet je relativně malý, kaskadentně přeměněn na energii velkého počtu pomalých elektronů. Excitace horních laserových hladin se provádí těmito nízkoenergetickými elektrony (z jednotek do desítek elektronové energie). Vzhledem k tomu, že délka kilometu vysoce energetických elektronů v plynech je dostatečně velká, je elektronový paprsek excitační metoda velmi vhodný pro vytvoření aktivního média velkých objemů při vysokých plynech a plyny jakéhokoliv kompozice.

Elektron-ray excitace je flexibilní a zároveň výkonný způsob je prakticky použitelný. Velkou výhodou této metody je také možnost jeho kombinace s jinými způsoby vytváření aktivního média plynových laserů

Před pokračováním o konkrétní zvážení toho, jak jsou všechny tyto metody pro vytváření inverze implementovány v některých plynových laserových laserových systémech, které představují největší zájem, je vhodné poznamenat dvě okolnosti obecné povahy.

Za prvé, dosažení inverze v plynovém prostředí je značně usnadněno relativní gen relaxačních procesů

v plynech. Zpravidla odpovídající rychlostní konstanty jsou dobře známy nebo mohou být relativně snadno studovány experimentálně. V krátkodobě a pro dobře povolené přechody, proces, který zabraňuje získání a udržení inverze je spontánní úpadek nejvyšší úrovně (viz druhá přednáška). Časy záření životnosti atomů, molekul, ionty jsou také dobře známé nebo mohou být relativně dobře známy. Hodnoty těchto časů známých pro volné částice jsou platné pro plyny.

Za druhé, plyny jsou charakterizovány přenosem excitační energie z částic jedné odrůdy na částice jiné odrůdy s neelastickými kolizemi mezi nimi. Takový přenos je účinnější, tím přesněji se shoduje o úrovni energie kolidujících částic. Faktem je, že vždy rozdíl v hodnotách energie těchto států, jejichž výměna populací dochází během kolize vede k tomu, že přenos excitace je doprovázen uvolňováním (nebo absorpcí) kinetické energie

Zde n je hustota částic dárců radiační energie, n je hustota akceptorů, hvězdička označuje excitaci odpovídající částice. Symbol K, stojící nad šipkami v rovnici (13.1), označuje rychlostní konstantu této reakce. Kinetická energie může být získána z tepelné energie zásobníku tranzitního pohybu plynových částic (nebo přenesených do této nádrže). Aby takový způsob, který má být účinný, přenášen do zásobníku (odvozený z nádrže) v jedné kolizi, energie by neměla překročit průměrnou tepelnou pohybovou energii jedné částice. Jinými slovy, energetický deficit uvažovaných států by měl být malý:

V tomto případě dochází tzv. Resonant (kvazi-rezonance) přenos excitační energie.

Obecně platí, že proces přenosu energie (13.1) je popsán vysokorychlostní rovnicí formuláře

kde t je nějaká účinná doba relaxace a míra konstanta excitační energie, jako obvykle,

V je rychlost kolidačních částic a průřez přenosového procesu se blíží plynovému průřezu, když se podmíněným stavem (13.2). V pravé části rovnice

(13.3) Zohlednění návratnosti je zohledněn. Za předpokladu, že bude realizovat zákon zachování částic:

od (13.3) je snadné získat ve stacionárních podmínkách

Vzhledem k tomu

Úroveň excitace akceptorů je dosaženo maximální možné výuky dárce.

Proces kolizního přenosu excitační energie z částic jedné odrůdy na částice jiné odrůdy, charakteristické pro plynové prostředí, je účinný při výkonu stavu (13.2). Tento proces je účinný při vytváření aktivního laserového média na bázi n typu n excitací částic typu N, když je podmíněný stav (13,7).

Obr. 13.1. Přenos excitační energie podle schématu je přímá šipka VSCER - excitace částic n, přímá šipka dolů - záření částicemi je zvlněná šipka dolů - relaxace dolní laserové hladiny částic N. Ukazující absenci vlastního odpočinku částic

Přenos excitační energie významně rozšiřuje možnosti vytváření plynových laserů, což umožňuje rozdělit excitační energii a následné záření v aktivním médiu na požadované vlnové délce. Proces probíhá ve dvou fázích. Zpočátku, tak či onak, částice pomocného plynu jsou vzrušené - nosič nadměrné energie a vyčnívající excitační energie dárce. Poté, v procesech kolizí EURUSKO, energie je přenášena z nosného plynu na částice pracovního plynu - akceptorem excitační energie, čímž vdechuje jejich horní laserovou hladinu. Horní; Úroveň energetiky pomocného plynu by měla mít velkou životnost, aby se dobře hromadila energii. Schematicky zvažovaný způsob je znázorněn na Obr. 13.1.

Zvážená metoda byla široce používána, jako prakticky se všemi excitačními metodami (elektrický výboj,

plyn-dynamický, chemický atd.) Je to často mnohem výhodnější, aby přímé investovat excitační energii není do těchto částic, jehož záření je žádoucí, a v těch, které snadno absorbují tuto energii, nevydávají sami sebe sama a ochotně dát jejich excitaci na požadované částice.

Nyní se obrátíme na přímou pozornost řady plynových laserů. Začněme s atomovými plynovými systémy, jehož jasný zástupce je helium neon laser. Je dobře známo, že tento laser byl v podstatě první. Počáteční výpočty a návrhy patřily plynovým laserům, zejména v důsledku většího stupně chápání úrovní energetiky a podmínek excitace v plynovém prostředí, které již byly diskutovány. Nicméně, první byl vytvořen rubínový laser kvůli skutečnosti, že tento jediný krystal byl pečlivě studován v rádiové spektroskopii EPR a byl široce používán v mikrovlnné kvantové elektronice, aby vytvořily paramagnetické kvantové zesilovače (paramagnetické maseries). Brzy na konci stejného roku 1960, A. Janes,

Obr. 13.2. Excitační schéma neon a helia v elektrickém výboji (označení šipek jsou stejné jako na obr. 13.1). Je ukázána možnost kaskádové populace energie neonů.

W. Bennett a D. Harriti vytvořil helium Neon Laser na vlnové délce 1,15 mikronů. Největší zájem o plynové lasery bylo vytvořeno po otevření výroby helia-neonového laseru na červenou čáru 632,8 nm prakticky za stejných podmínek jako v prvním spuštění na vlně 1,15 mikronů. To primárně stimulovalo zájem o laserové aplikace. Laserový paprsek se stal nástrojem.

Technické vylepšení vedlo k tomu, že Laser Helium Neon přestal být zázrak laboratorního vybavení a experimentálního umění a proměnil se na spolehlivé zařízení. Tento laser je dobře známý, ospravedlňuje svou slávu a zaslouží si pozornost.

V laseru Helium Neon je pracovní látka neutrální neonové atomy. Excitace se provádí elektrickým výbojem. Zjednodušení a v určitém smyslu je zobecněná schéma neonových hladin zobrazen na pravé straně obr. 13.2. V elektrickém výboji v kolizích s elektrony

Úrovně jsou nadšeni. Úrovně metastable a úroveň ve srovnání s nimi je kratší. Zdá se proto, že inverze populací populací v souvislosti s. To však zabraňuje metastable úrovni. Ve spektru mnoha atomů, včetně atomů inertního plynu, je tak dlouhotrvající metastabilní úroveň. Mluvit v kolizích s elektronem, tato úroveň neumožňuje snížit úroveň, která zabraňuje inverzi.

V čistém neonu je obtížné vytvořit inverzi v nepřetržitém režimu. Tato obtížnost, která je dostatečně společná pro mnoho případů, je způsobeno zavedením dodatečného plynu do vypouštění - excitační energie dárce. Tento plyn se podává helium. Energie dvou nejprve vzrušenými metastabilními hladinami hélia (obr. 13.2) poměrně přesně se shodují s energiemi neonových úrovní. Proto jsou podmínky rezonančního přenosu excitace podle schématu dobře implementovány.

S řádným vybraným tlakem neon a hélia lze dosáhnout uspokojivého stavu (13.7), jeden nebo oba neonové úrovně, což významně překračuje v případě čistého neonu a získat inverzi obyvatelstva těchto úrovní ve vztahu k úroveň.

Vyprazdňování nižších laserových hladin se vyskytuje ve kolizním procesům, včetně kolizí se stěnami trubky plynu.

Zdůrazňujeme, že způsob přenosu energie z plynu, přímo nefunguje, ale snadno vzrušený, na plyn, který nemá akumulovat excitační energii, ale snadno emitující, byl poprvé implementován v helium-neonovém laseru poprvé v helium- Neon Laser poprvé v kvantové elektronice.

Zvažte nyní podrobněji schéma hladin neutrálního helia a nea atomů (obr. 13.3).

Nižší od vzrušených stavů hélia odpovídá energii 19,82 a 20,61 EV. Optické přechody z nich do země půdy jsou zakázány v přístupu - komunikace platné pro helium. Podmínky jsou metastabilní stavy s přibližně životem. Proto jsou dobře nahromaděny energií získanou, když je elektronový úder nadšený.

Pro neon je ventil-vnější oscilát platný. Na Obr. 13.3 Podmínky týkající se jedné konfigurace jsou znázorněny mastnou linií s přidělováním pracovní sítí. Pro identifikaci úrovní se stupně používají, nejrozšířenější ve stávající literatuře. Úrovně jsou v blízkosti metastable úrovně hélia 250 a 2%, energetický deficit je přibližně stejný jako při 300 k

.)) Stav má dlouhou dobu kvůli rezonančnímu zachycení záření v důsledku radiační komunikace s hlavním stavem.

V Neon S-státech mají velké časy života než P-stav. To všeobecně řečeno, umožňuje získat inverzi na přechody by však měly mít na paměti, že stav neon je dobře obýván v kategorii a ne příliš velkými výtlačnými proudy, stupňovitým (kaskádovým) populací nižšího laserového laseru je možné při přechodu ze státu

Obr. 13.3. Schéma nižšího vzrušeného energetického hladiny helia a peonu: přímých šipek nahoru - excitace helia, vlnité šipky - přenos excitační energie z hélia do neon, šikmých rovných šipek - záření neonových atomů. Relaxační kanály dolních laserových úrovní neon nejsou zobrazeny.

Úvod do vypouštění vzhledem k velkému množství héliu, poskytování vnějšího stavu náročného stavu ve vztahu k neonu odstraňuje omezení možnosti získání inverze v nepřetržitém režimu. Historicky byla generace získána na přechodu. Hlavní napájení odpovídá přechodu. Pak byla implementována inverze přechodů.

Všechny tři typy generace se vyskytují přibližně ve stejných podmínkách výboje a mají stejné závislosti generačního výkonu na parametrech výboje. Soutěž současně konkurence generací na vlnách 3,39 a 0,63 mikronů, která odpovídají přechodům se společnou horní úrovní, odpovídají přechodům. Proto generace na jednom z těchto vln oslabuje generaci do druhého z nich. Případ je komplikován prudkým rozdílem v koeficientech zisku. Přechod odpovídá zisku, a proto je snadno dosaženo generováním jednoduchým, jako je kov, zrcadla. Přechod je hodně

rozmarné. To odpovídá mírnému zisku, s dalšími věcmi, které jsou stejné, nemůže soutěžit s gigantickým ziskem. Proto, aby se získala generování ve viditelné oblasti, je laser helium-neon dodáván s vícevrstvými dielektrickými zrcadly s vysokým odrazovým koeficientem pouze na požadované vlnové délce. Přechod odpovídá dosaženo generování vylepšení. Pomocí dielektrických zrcadel.

Laser Helium Neon je laserem plynu. Výuka atomů helia (a neon) se vyskytuje v nízkém proudovém zářícím výboji. Obecně platí, že v kontinuálních laserech na neutrálních atomech nebo molekulách, aby se vytvořily aktivní médium, se nejčastěji používají slabě podporovaná plazma pozitivního sloupce záře. Hustota proudu vypouštění je. Napětí podélného elektrického pole je tak, že počet elektronů a iontů vyplývajících z jediného segmentu výtokové mezery kompenzuje ztrátu nabitých částic během difúze ke stěnám trubky plynu. Poté je pozitivní místo výboje stacionární a jednotné. Teplota elektronové se stanoví produktem tlaku plynu do vnitřního průměru trubky D. Při malé elektronické teplotě je velký, při nízkém. Stanka hodnoty určuje podmínky pro podobnost výboje. S konstantní hustotou počtu elektronů se podmínky a parametry výboje nebudou nezměněny, pokud je práce vždy. Hustota počtu elektronů v slabě podporované plazmě pozitivního sloupku je úměrná proudu hustoty. hodnota.

Pro oblast 3,39 mikronů (série, nejsilnější linie), horní laserová hladina, jak je uvedeno, se shoduje s horní úrovní červené linie 0,63 mikronů. Proto jsou optimální podmínky výboje stejné.

Ve velmi běžných případech, kdy se stejný stlačený plyn-vypouštěcí trubka používá v laseru héliu-neon s vyměnitelnými zrcadly pro práci v různých rozmezí vlnových délek, některé kompromisy jsou obvykle vybrány v poměrně širokém rozsahu parametrů: průměr Trubka výboje plynu je 5-10 mm, poměry parciální tlaky 5-15, celkový tlak 1 - 2 torr, proud 25-50 mA.

Přítomnost optimálního průměru je způsobena konkurencí dvou faktorů. Za prvé, se zvýšením průřezu aktivního laserového média, s jinými věcmi, které jsou stejné, dochází ke zvýšení možnosti rozpadu na stěně kapilárního kapilárního kapiláry z plynové výbojky, zvyšuje zisk úměrně. Ten se děje jako v důsledku - zvyšování pravděpodobnosti rozpadu na stěně kapiláry metast-bevelu stavu neon a vzhledem ke zvýšení množství vzrušeného helia (a tím neon), což znamená, že zisk Koeficient při zachování konstantního produktu, tj. Podmínky pro podobnost doutnajícího vypouštění při změně průměru trubice plynu.

Přítomnost optimální hustoty výtlačného proudu je způsobena výskytem kaskádových procesů typu při vysokých proudech

vedoucí k poklesu inverze (viz obr. 13.2 a 13.3). Procesy tohoto druhu mohou být nezbytné jako zvýšení neonového tlaku, který zase určuje přítomnost optimálního tlaku.

Desítky Milivatt v oblastech 0,63 a 1,15 mikronů a stovky milivattů v oblasti 3,39 mikronů by měly být považovány za charakteristickou pro charakteristickou radiační kapacitu záření radiace helia-neonových laserů. Laserová životnost v nepřítomnosti chyb při výrobě je omezena procesy v vypouštění a je vypočtena po celá léta. Postupem času v vypuštění existuje porušení složení plynu. Vzhledem k sorpci atomů ve stěnách a elektrodách proces "tvrdého", poklesu tlaku, poměr částečného tlaku helia a neonových změn.

Pojďme nyní přebývat na konstrukci konstruktu neonového laserového resonatbrova. Velká krátkodobá stabilita, jednoduchost a spolehlivost konstrukce se dosáhne, když jsou zrcadla rezonátoru instalována uvnitř výtlačné trubky. S tímto umístěním je však zrcadlo relativně rychle zkaženo v vypouštění. Proto je největší distribucí byl design, ve kterém je trubka výboje plynu vybavená okny, umístěná v úhlu bruteneru k optické ose, je umístěna uvnitř rezonátoru. Taková lokalita má řadu výhod - zjednodušuje úpravu zrcadel rezonátoru, zvyšuje se životnost trubky plynu a zrcadla a jejich změna je usnadněna,

schopnost řídit rezonátor a použití disperzního rezonátoru, uvolnění modulu, atd.

V kvantové elektronice je důležitá otázka šířky pracovní přechodové linky (viz druhá přednáška). Pro plynové lasery jsou nezbytné přirozené, kolizní a Dopplerové rozšíření. V případě helium-neonového laserového vzorce (2,8) (kde je nutné pochopit - přirozenou životnost P-stavu neon, a v době t., Týkající se SS-State) dává hodnotu přirozená šířka linie MHz. Kolizační rozšíření (vzorec (2,31) je určeno tlakem plynu. U neonových atomů za předpokladu, že průřez odpovídajícího kolizního procesu se rovná plynovodu, při tlaku řádu MHz. Šířka dopplerové linie (šířka) vzorec (2,28) a je určen zejména vlnová délka záření. Pro linie 0,63 μm při 400 k těmto vzorci poskytují, že je v souladu s experimentálními daty. Z toho, co bylo řečeno, je jasné, že v případě Hlavním mechanismem, který způsobující emise radiační linky je helium-neonový laser, je dopplerový účinek. Angličtina je relativně malá a s takovou linií můžete získat generaci na jednom podélném módu, tj. Jednorázové generace přinejmenším malé , ale fyzicky plně realizovaná délka rezonátoru 15 cm. (vzorec (10.21)).

Laser Helium Neon je nejstaršícím příkladem plynových laserů. Ve své emisích se všechny charakteristické vlastnosti těchto laserů jasně projevují, zejména lambovsky selhání, diskutované v jedenácté přednášce. Šířka to nedokáže být blízko šířce jedné z těchto homogenně dohodnutých linií, jejichž celek tvoří nerovnoměrně ovládanou Dopplerovou linii. V případě laseru Helium Neon je taková homogenní šířka přirozenou šířkou. Vzhledem k tomu, že poloha lambovského selhání (viz obr. 11.6) velmi přesně ukazuje polohu středu pracovní přechodové linky. Křivka prezentovaná na Obr. 11.6, pro lambovsky selhání experimentálně získaných hladkým změnam v délce rezonátoru laseru jednotného režimu. V důsledku toho může být poloha minima poruchy použita při odpovídající zpětné vazbě, kontrolní délce rezonátoru, stabilizovat frekvenci výroby laseru. To získala relativní stabilitu a reprodukovatelnost frekvence rovnající se. Všimli jsme si však, že vyšší stabilita je dosaženo, když selhání není spálen v souladu s amplifikací aktivního média, ale v absorpčním řadě rezonančního plynu. Pro generační linii je takový plyn metan.

Zdůrazněním toho, že existuje řada plynových laserů na neutrálních atomech, včetně atomů ušlechtilých plynů, poznamenáváme, že průmysl produkuje lasery helium-neon v širokém rozmezí.

Účelem práce je studium základních charakteristik a parametrů plynového laseru jako účinnou látku, ve které se používá směs helia a neonových plynů.

3.1. Princip fungování helia Neon Laser

Laser Helium Neon je typický a nejčastější plynový laser. Vztahuje se na atomové plynové lasery a jeho aktivní médium je směs neutrálních (neionizovaných) atomů inertních plynů - helium a neon. Neon je pracovním plynem a přechody s emisemi koherentního elektromagnetického záření se vyskytují mezi hladinou energie. Helium provádí roli pomocného plynu a přispívá k iniciaci neonů a vytváření inverze obyvatelstva v něm.

Chcete-li začít generovat v libovolném laseru, musí být provedeny dvě nejdůležitější podmínky:

1. Mělo by existovat inverze obyvatelstva mezi pracovními laserovými hladinami.

2. Posílení v aktivním médiu by mělo překročit všechny ztráty v laseru, včetně "užitečných" ztrát na výstupu záření.

Pokud existují dvě úrovně v systému E. 1 a E. 2 s počtem částic na každém z nich N. 1 a N. 2 a stupeň degenerace g. 1 a g. 2, inverze populací dojde, když populace N. 2 /g. 2 nejvyšší úroveň E. 2 bude více obyvatel N. 1 /g. 1 nižší úroveň E. 1, tj. Stupeň inverze Δ N. Bude pozitivní:

Pokud úrovně E. 1 a E. 2 non-degenerovaný, pak pro výskyt inverze je nutné, aby počet částic N. 2 na nejvyšší úrovni E. 2 byl větší než počet částic N. 1 na nižší úrovni E. jeden . Úrovně, mezi nimiž se nazývá tvorba inverze obyvatelstva a vznik nucených přechodů s emisí koherentního elektromagnetického záření pracovní laserové úrovně.

Stav s inverzí populací je vytvořen pomocí čerpací - Vzrušení atomů plynu různými metodami. Vzhledem k energii externího zdroje zdrojové čerpání, Ne atom z hlavní energetické hladiny E. 0 Odpovídající stavu termodynamické rovnováhy, přechody na vzrušený stav ne *. Přechody se mohou vyskytnout na různých energetických úrovních v závislosti na intenzitě čerpadla. Dále se vyskytují spontánní nebo nucené přechody na základních úrovních energie.

Ve většině případů není třeba zvážit všechny možné přechody mezi všemi státy v systému. To umožňuje hovořit o dvou-, tří- a dobře úrovni diagramů laserů. Typ schématu provozu laseru je určen vlastnostmi aktivního média, stejně jako používané čerpáním.

Laser Helium Neon pracuje na tříúrovňovém schématu, jak je znázorněno na Obr. 3.1. V tomto případě jsou částečně rozděleny čerpací kanály a radiační generace. Čerpání účinné látky způsobuje přechody z hlavní úrovně E. 0 pro vzrušenou úroveň E. 2, což vede k vzniku inverze populace mezi pracovními hladinami E. 2 I. E. jeden . Aktivní médium v \u200b\u200binverzi stavu pracovní úrovně je schopno zvýšit elektromagnetické záření s frekvencí
vzhledem k procesům nucené emise.

Obr. 3.1. Schéma energetické hladiny pracovního a pomocného plynu, vysvětlující práci helium neonového laseru

Vzhledem k tomu, že rozšiřování energetických hladin v plynech není dostatek a široké absorpční pásy chybí, pak se získá inverzní populace s optickým zářením je obtížné. V plynech jsou však možné jiné čerpací metody: přímá elektronická excitace a rezonanční přenos energie v kolizi atomů. Excitace atomů v kolizi s elektrony lze nejjednodušší provádět v elektrickém výboji, kde elektrony urychlují elektrickým polem může získat významnou kinetickou energii. S nepružnými kolizemi elektronů s atomy, druhá jdou do vzrušeného stavu E. 2:

Je důležité, aby byl proces (3.4) rezonanční v přírodě: pravděpodobnost přenosu energie bude maximální, pokud se vzrušené energetické stavy různých atomů shodují, tj. Jsou v rezonanci.

Podrobnosti o energetické úrovni nejsou a hlavní pracovní přechody jsou schematicky znázorněny na Obr. 3.2. Přechody odpovídající necitlivým interakcím atomů plynu s rychlými elektrony (3.2) a (3.3) jsou znázorněny tečkovanými šipkami nahoru. Atomy helia v důsledku elektronových stávek jsou nadšeni na úrovni 2 1 s 0 a 2 3 s 1, které jsou metastabilní. Vydávání přechodů do hélia na zemní stav 1 S 0 jsou zakázány pravidly výběru. V kolizi vzrušených atomů, nikoli s atomy NE, které jsou hlavně 1 s 0, je možné další excitační (3.4) a neon jde na jeden z 2s nebo 3S úrovně. V tomto případě se provádí podmínka rezonance, protože energetické rozdíly mezi hlavními a vzrušenými státy v pomocném a pracovním plynu jsou navzájem blízko.

S úrovní 2S a 3S NEO se mohou vyskytnout radiační přechody na úrovních 2P a 3R. Úrovně p jsou méně naplněny než horní úrovně S, protože chybí přímý přenos energie z atomů atomů na těchto úrovních. Kromě toho mají hladiny p malou dobu života a neočekávaný přechod p → 1S vyprázdní úrovně R. tak, situace vzniká (3.1), když populace vyšších úrovní S je výše Populace podkladových úrovní P, tj. Mezi úrovní S a P vyskytuje inverze obyvatelstva, což znamená, že přechody mezi nimi mohou být použity pro výrobu laserů.

Vzhledem k tomu, že počet úrovní S a P je velký, je možné mezi nimi velký soubor různých kvantových přechodů. Zejména se čtyřmi úrovněmi 2S pro deset úrovní 2R, 30 různých přechodů je dovoleno vybrat pravidla výběru, na většině z nichž získaná generace. Nejsilnějším zářením během přechodů 2S → 2P je linie 1.1523 μm (infračervená oblast spektra). Pro 3S → 2 přechody je linie nejvýznamnější linie 0,6328 mikronů (červená oblast) a pro 3S → 3R - 3,3913 mikronů (IR region). Spontánní záření nastává na všech uvedených vlnových délkách.

Obr. 3.2. Energetická hladina helia a neonových atomů a pracovní schéma-ne-laser

Jak již bylo zmíněno dříve, po radiačních přechodech na úrovni P, dochází k rozpadu volnoběžného záření, když R → 1S přechody. Bohužel, úrovně neon 1s jsou metastable, a pokud nejsou v plynové směsi žádné jiné nečistoty, jediný způsob, jak přechází na přechod neonových atomů na zemní stav od úrovně 1S, je kolize s stěnami nádoby. Z tohoto důvodu se amplifikace systému zvyšuje s poklesem průměru výtlačné trubky. Vzhledem k tomu, že státy 1S neon jsou pomalé, pak nejsou atomy ne v těchto státech zpožděno, což je velmi nežádoucí a určuje počet vlastností tohoto laseru. Zejména při zvyšování čerpacího proudu nad prahovou hodnotou j. Póry Existuje rychlý nárůst a poté nasycení a dokonce i rozpadu výkonu laserového záření, který je jen kvůli akumulaci pracovních částic na úrovni 1S a pak je přenášet do stavu 2R nebo 3R při kolize s elektrony. Není možné získat výstupní výkon s vysokým zářením.

Výskyt inverzní populace závisí na tlaku HE a NE ve směsi a elektronové teplotě. Optimální hodnoty tlaků plynu jsou pro ne 133 PA, pro NE - 13 PA. Teplota elektronů je nastavena napětím aplikovanými na plynovou směs. Toto napětí je obvykle podepřeno při 2 ... 3 m2 M.

Pro získání generování laseru je nutné v laseru existuje pozitivní zpětná vazba, jinak bude zařízení fungovat pouze jako zesilovač. K tomu je aktivní plynové médium umístěno do optického rezonátoru. Kromě vytváření zpětné vazby se rezonátor používá k výběru typů oscilací a výběr vlnové délky generace, pro které jsou aplikovány speciální selektivní zrcadla.

Při čerpání v blízkosti prahu je generace na jednom typu oscilací relativně snadné generovat. S nárůstem úrovně excitace, pokud nejsou přijata zvláštní opatření, vyskytne se řada dalších režimů. V tomto případě se generace dochází při frekvencích v blízkosti rezonančních frekvencí rezonátoru, které jsou uzavřeny v rámci šířky atomové linie. V případě axiálních typů oscilací (miniatury) vzdálenost ve frekvenci mezi sousední maximem
kde L. - Délka rezonátoru. V důsledku současného přítomnosti několika režimů v emisním spektru jsou bije a nehomogenitosti. Pokud existovaly pouze axiální režimy, spektrum by představovalo jednotlivé linky, vzdálenost mezi níž by byla stejná c. / 2L.. Ale v rezonátoru je také možné rozrušit nonaxiální typy oscilací, například 10-režimy, jehož přítomnost silně závisí na nastavení zrcadla. Proto v emisním spektru se zobrazí další tratě satelity, umístěné symetricky ve frekvenci na obou stranách axiálních typů oscilací. Výskyt nových typů oscilací s rostoucí úrovní čerpadla je snadno stanoven vizuálním pozorováním struktury radiačního pole. Můžete také vizuálně pozorovat účinek úpravy rezonátoru na strukturu soudržných režimů radiačních režimů.

Plyny ve srovnání s kondenzovanými médii mají větší homogenitu. Proto je světelný paprsek v plynu méně zkreslený a rozptýlen a záření laseru neonového laserového helia se vyznačuje dobrou frekvenční stabilitou a vysokou orientací, která dosahuje svého limitu způsobeného difrakčním jevem. Difrakční limit pro konfokální rezonátor

,

kde λ je vlnová délka; d. 0 - Průměr světelného paprsku v jeho nejúžasnější části.

Záření neonového laserového helia je charakterizováno vysokým stupněm monochromaticity a soudržnosti. Šířka emisních linií takového laseru je významně ỳ v "přirozené" šířce spektrální linie a pro mnoho řádů menší než mezní stupeň rozlišení moderních spektrometrů. Proto se měří spektrem událostí různých režimů v záření. Kromě toho je záření tohoto laseru ploché-polarizované v důsledku použití oken umístěných v rohu pivnice k optické ose rezonátoru.

Důkaz o soudržnosti záření může být pozorování difrakčního vzoru, kdy se aplikují emise získané z různých zdrojových bodů. Například soudržnost lze odhadnout pozorováním interference ze systému několika trhlin. Ze zkušenosti Jung je známo, že pozorovat rušení světla z obvyklého "klasického" zdroje, záření je nejprve prošel jedním slotem a pak přes dva sloty, a pak jsou na obrazovce vytvořeny rušivé proužky. V případě použití laserového záření se první slot vykazuje být zbytečný. Tato okolnost je zásadní. Kromě toho, vzdálenost mezi oběma štěrbinami a jejich šířkou může být nesouměřitelná než v klasických experimentech. Výstupní okno plynového laseru má dva sloty, vzdálenost mezi tím, která 2 a.. V případě, kdy je radiační záření soudržně, na obrazovce umístěné ve vzdálenosti d. Z trhlin bude pozorován interferenční obraz. Ve stejné době, vzdálenost mezi proužky MAXIMA (Minima)

.