Опис активного середовища гелій неонового лазера. Лекція тринадцята. газові лазери. гелій-неоновий лазер. Середовище в газових лазерах має кілька чудових властивостей. Перш за все, тільки газові середовища можуть бути прозорими в широкому спектральному діапа

Гелій-неоновий лазер - поряд з доданими або напівпровідниковим - відноситься до числа найбільш часто використовуваних і найбільш прийнятних за ціною лазерів для видимої області спектра. Потужність лазерних систем такого роду, призначених, в основному, для комерційних цілей, знаходиться в діапазоні від 1 мВт до декількох десятків мВт. Особливо популярні не настільки потужні He-Ne-лазери близько 1 мВт, які використовують, головним чином, в якості котирувальних пристроїв, а також для вирішення інших завдань у сфері вимірювальної техніки. В інфрачервоному і червоному діапазонах гелій-неоновий лазер все частіше витісняється доданими лазером. He-Ne-лазери здатні, поряд з червоними лініями, випромінювати також помаранчеві, жовті й зелені, що досягається завдяки відповідним селективним дзеркалам.

Схема енергетичних рівнів

Найважливіші для функції He-Ne-лазерів енергетичні рівні гелію і неону представлені на рис. 1. Лазерні переходи здійснюються в атомі неону, причому самі інтенсивні лінії виходять в результаті переходів з довжиною хвиль 633, тисячу сто п'ятьдесят-три і 3391 (див. Таблицю 1).

Електронна конфігурація неону в основному стані виглядає так: 1s22s22p6 причому перша оболонка (n \u003d 1) і друга оболонка (n \u003d 2) заповнені відповідно двома і вісьмома електронами. Вищі стану по рис. 1 виникають в результаті того, що тут є 1s22s22p5-оболонка, і світиться (оптичний) електрон збуджується згідно зі схемою: 3s, 4s, 5s, ..., Зр, 4р, ... і т.д. Йдеться, отже, про одноелектронному стані, що здійснює зв'язок з оболонкою. У схемі LS (Рассела - Саундерса) для енергетичних рівнів неону зазначено одне-електронний стан (наприклад, 5s), а також результуючий повний орбітальний момент L (\u003d S, Р, Д ...). У позначеннях S, Р, D, ... нижній індекс показує повний орбітальний момент J, а верхній - мультиплетність 2S + 1, наприклад, 5s1P1. Нерідко використовується суто феноменологічний позначення по орного (рис. 1). При цьому рахунок підрівнів порушених електронних станів ведеться від 2 до 5 (для s-станів) і від 1 до 10 (для p-станів).

Мал. 1. Схема енергетичних рівнів He-Ne-лазера. У неону рівні позначені по ріллі, тобто: 3s2, 3s3, 3s4, 3s5 і т.д.

Таблиця 1. Позначення переходів інтенсивних ліній He-Ne-лазера

порушення

Активне середовище гелій-неонового лазера являє собою газову суміш, до якої в електричному розряді подається необхідна енергія. Верхні лазерні рівні (2s і 2р по орного) вибірково заселяються на основі зіткнень з метастабільними атомами гелію (23S1, 21S0). При цих зіткненнях відбувається не тільки обмін кінетичної енергією, а й передача енергії збуджених атомів гелію атомам неону. Цей процес називають зіткненням другого роду:

Чи не * + Ne -\u003e Чи не + Ne * + ДЕ, (1)

де зірочка (*) символізує саме збуджений стан. Різниця енергій становить в разі порушення 2s-рівня: & DeltaE \u003d 0,05 еВ. При зіткненні наявна різниця перетворюється в кінетичну енергію, яка потім розподіляється у вигляді тепла. Для 3s-рівня мають місце ідентичні відносини. Така резонансна передача енергії від гелію до неону і є основний процес накачування при створенні інверсіїзаселеність. При цьому довгий час життя метастабільного стану Чи не сприятливо позначається на селективності заселення верхнього лазерного рівня.

Порушення He-атомів відбувається на основі зіткнення електронів - або безпосередньо, або через додаткові каскадні переходи з верхніх рівнів. Завдяки довготривалим метастабільним станів щільність атомів гелію в цих станах досить велика. Верхні лазерні рівні 2s і 3s можуть - з урахуванням правил відбору для електричних доплеровских переходів - переходити тільки в нижележащие р-рівні. Для успішного генерування лазерного випромінювання вкрай важливо, що час життя s-станів (верхній лазерний рівень) \u003d приблизно 100 нс, перевищує час життя р-станів (нижній лазерний рівень) \u003d 10 нс.

довжини хвиль

Далі ми більш детально розглянемо найважливіші лазерні переходи, використовуючи рис. 1 і дані з таблиці 1. Найвідоміша лінія в червоній області спектра (0,63 мкм) виникає внаслідок переходу 3s2 → 2р4. Нижній рівень розщеплюється в результаті спонтанного випромінювання протягом 10 нс в 1s-рівень (рис. 1). Останній стійкий до розщеплення завдяки електричному дипольному випромінювання, так що для нього характерна довга природна життя. Тому атоми концентруються в даному стані, яке виявляється високонаселенним. У газовому розряді атоми в такому стані стикаються з електронами, і тоді знову відбувається збудження 2р- і 3s-рівнів. При цьому зменшується інверсія заселеність, що обмежує потужність лазера. Спустошення ls-стану здійснюється в гелій-неонових лазерах переважно через зіткнення зі стінкою газорозрядної трубки, в зв'язку з чим при збільшенні діаметра трубки відзначається зниження посилення і зниження ккд. Тому на практиці діаметр обмежується приблизно 1 мм, що, в свою чергу, призводить до обмеження вихідної потужності He-Ne-лазерів декількома десятками мВт.

Беруть участь в лазерному переході електронні конфігурації 2s, 3s, 2р і Зр розщеплюються в численні підрівні. Це призводить, наприклад, до подальших переходах у видимій області спектра, як видно з таблиці 2. При всіх видимих \u200b\u200bлініях He-Ne-лазера квантова ефективність складає близько 10%, що не так вже й багато. Схема рівнів (рис. 1) показує, що верхні лазерні рівні розташовуються приблизно на 20 еВ вище основного стану. Енергія ж червоного лазерного випромінювання становить всього 2 еВ.

Таблиця 2. Довжини хвиль λ, вихідні потужності і ширина ліній Δ ƒ He-Ne-лазера (позначення переходів по орного)

колір	λ нм	перехід (По орного)	потужність мВт	Δ ƒ МГц	посилення % / М
інфрачервоний	3 391	3s2 → 3p4	> 10	280	10 000
інфрачервоний	1 523	2s2 → 2p1	1	625
інфрачервоний	1 153	2s2 → 2p4	1	825
червоний	640	3s2 → 2p2
червоний	635	3s2 → 2p3
червоний	633	3s2 → 2p4	> 10	1500	10
червоний	629	3s2 → 2p5
помаранчевий	612	3s2 → 2p6	1	1 550	1.7
помаранчевий	604	3s2 → 2p7
жовтий	594	3s2 → 2p8	1	1 600	0.5
жовтий	543	3s2 → 2p10	1	1 750	0.5

Випромінювання в інфрачервоному діапазоні близько 1,157 мкм виникає за допомогою переходів 2s → 2р. Те ж саме відноситься до трохи більш слабкою лінії приблизно 1,512 мкм. Обидві ці інфрачервоних лінії знаходять застосування в лазерах комерційного призначення.

Характерною особливістю лінії в ІК-діапазоні при 3,391 мкм є висока посилення. У зоні слабких сигналів, тобто при одноразовому проходженні слабких світлових сигналів, воно становить близько 20 дБ / м. Це відповідає коефіцієнту 100 для лазера довжиною в 1 метр. Верхній лазерний рівень такої ж, як і при відомому червоному переході (0,63 мкм). Висока посилення, з одного боку, викликано вкрай коротким часом життя на нижньому 3p-рівні. З іншого боку, це пояснюється відносно великою довжиною хвилі і, відповідно, низькою частотою випромінювання. Зазвичай співвідношення вимушеного і спонтанного випромінювань збільшується для низьких частот ƒ. Посилення слабких сигналів g, як правило, пропорційно g ~ ƒ2.

Без селективних елементів випромінювання гелій-неонового лазера відбувалося б на лінії 3,39 мкм, а не в червоній області при 0,63 мкм. Порушення інфрачервоної лінії перешкоджає або селективне дзеркало резонатора, або поглинання в брюстеровскіх вікнах газорозрядної трубки. Завдяки цьому поріг генерації лазера може підвищитися до рівня, достатнього для випромінювання 3,39 мкм, так що тут з'являється тільки слабша червона лінія.

конструктивне виконання

Необхідні для порушення електрони утворюються в газовому розряді (рис.2), який може використовуватися з напругою близько 12 кВ при токах від 5 до 10 мА. Типова довжина розряду дорівнює 10см або більше, діаметр розрядних капілярів становить близько 1 мм і відповідає діаметру излученного лазерного пучка. При збільшенні діаметра газорозрядної трубки коефіцієнт корисної дії знижується, так як для спустошення ls-рівня потрібні зіткнення зі стінкою трубки. Для оптимальної вихідної потужності використовується повний тиск (р) заповнення: р · D \u003d 500 Па · мм, де D є діаметр трубки. Співвідношення в суміші He / Ne залежить від бажаної лінії лазерного випромінювання. Для відомої червоної лінії маємо не: Ne \u003d 5: l, а для інфрачервоної лінії близько 1,15 мкм - He: Ne \u003d 10: l. Важливим аспектом є також оптимізація щільності струму. Коефіцієнт корисної дії для лінії 633 нм становить близько 0,1%, оскільки процес збудження в даному випадку не дуже ефективний. Термін служби гелій-неонового лазера становить близько 20 000 робочих годин.

Мал. 2. Конструктивне виконання He-Ne-лазера для поляризованого випромінювання в мВт-діапазоні

Посилення при таких умовах знаходиться на рівні g \u003d 0,1 м-1, так що необхідно використовувати дзеркала з високою відбивною здатністю. Для виходу лазерного пучка тільки з одного боку там встановлюють частково пропускає (напівпрозоре) дзеркало (наприклад, з R \u003d 98%), а на іншій стороні - дзеркало з максимально високою відбивною здатністю (~ 100%). Посилення для інших видимих \u200b\u200bпереходів значно менше (див. Таблицю 2). Для комерційних цілей ці лінії вдалося отримати тільки в останні роки за допомогою дзеркал, що відрізняються надзвичайно малими втратами.

Раніше у гелій-неонового лазера вихідні вікна газорозрядної трубки фіксувалися епоксидною смолою, а дзеркала монтувалися зовні. Це призводило до того, що гелій дифундувати через клей, і в лазер потрапляв водяна пара. Сьогодні ці вікна кріпляться методом прямого спаяний металу зі склом, що дає зниження витоку гелію приблизно до 1 Па в рік. У разі невеликих лазерів масового виробництва дзеркальне покриття наноситься безпосередньо на вихідні вікна, що значно спрощує всю конструкцію.

властивості пучка

Для вибору напрямку поляризації газорозрядна лампа забезпечується двома похило розташованими вікнами або, як показано на рис. 2, в резонатор вставляється брюстеровская пластина. Відбивна здатність на оптичної поверхні звертається в нуль, якщо світло падає під так званим кутом Брюстера і поляризований паралельно площині падіння. Таким чином, випромінювання з таким напрямком поляризації без втрат проходить через брюстеровское вікно. У той же час відбивна здатність компоненти, поляризованої перпендикулярно площині падіння, досить висока і пригнічується в лазері.

Коефіцієнт (ступінь) поляризації (відношення потужності в напрямку поляризації до потужності перпендикулярно цьому напрямку) становить у звичайних комерційних систем 1000: 1. При роботі лазера без брюстеровскіх пластин з внутрішніми дзеркалами генерується неполяризована випромінювання.

Лазер генерує зазвичай на поперечної ТЕМ00-моді (моді нижчого порядку), причому утворюється відразу кілька поздовжніх (аксіальних) мод. При відстані між дзеркалами (довжині резонатора лазера) L \u003d 30 см межмодовой частотний інтервал становить Δ ƒ` \u003d c / 2L \u003d 500 МГц. Центральна частота знаходиться на рівні 4,7 · 1014 Гц. Оскільки посилення світла може статися в межах діапазону Δ ƒ \u003d 1500 МГц (доплеровская ширина), при L \u003d 30CM випромінюється три різних частоти: Δ ƒ / Δ ƒ` \u003d 3. При використанні меншої відстані між дзеркалами (<= 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.

Гелій-неонові лазери близько 10 мВт часто знаходять застосування в интерферометрии або голографії. Довжина когерентності подібних лазерів серійного виробництва становить від 20 до 30см, що цілком достатньо для голографії невеликих об'єктів. Більш значні довжини когерентності виходять при використанні серійних частотно-селективних елементів.

При зміні оптичного відстані між дзеркалами в результаті теплового або іншого впливу відбувається зрушення аксіальних власних частот резонатора лазера. При одночастотної генерації тут не виходить стабільної частоти випромінювання - вона безконтрольно переміщається в діапазоні ширини лінії 1500 МГц. Шляхом додаткового електронного регулювання може бути досягнута стабілізація частоти якраз по центру лінії (у комерційних систем можлива стабільність частоти в кілька МГц). У дослідних лабораторіях вдається іноді стабілізувати гелій-неоновий лазер на діапазон менше 1 Гц.

Шляхом використання відповідних дзеркал різні лінії з таблиці 4.2 можуть збуджуватися для генерації лазерного випромінювання. Найчастіше застосовується видима лінія близько 633 нм з типовими потужностями в кілька милливатт. Після придушення інтенсивної лазерної лінії порядку 633 нм завдяки використанню селективних дзеркал або призм в резонаторі можуть з'явитися інші лінії в видимому діапазоні (див. Таблицю 2). Однак вихідні потужності цих ліній становлять всього 10% від вихідної потужності інтенсивної лінії або навіть менше.

Гелій-неонові лазери комерційного призначення пропонуються з різними довжинами хвиль. Крім них є ще лазери, що генерують на багатьох лініях і здатні випромінювати хвилі безлічі довжин в самих різних комбінаціях. У разі перебудовуються He-Ne-лазерів пропонується, повертаючи призму, вибрати необхідну довжину хвилі.

Газовий лазер являє собою прилад, що відноситься до оптичних квантових генераторів.

Основним елементом гелієво-неонового лазера безперервної дії є газорозрядна трубка Т (Рисунок 1), що має розжарюваний катод К і анод А. Трубка наповнена сумішшю гелію ( Чи не) (Парціальний тиск Чи не 1 мм рт. ст) і неону ( Ne) (Парціальний тиск Ne 0,1 мм рт. ст). Внутрішній діаметр трубки 1 ... 10 мм, довжина від декількох десятків сантиметрів до 1,5 ... 3 м. Кінці трубки закриті плоскопараллельнимі скляними або кварцовими вікнами Р 1 і Р 2, встановленими під кутом Брюстера до її осі. Для лінійно поляризованого випромінювання з електричним вектором в площині падіння коефіцієнт відбиття від них дорівнює нулю. Тому брюстеровскіе вікна забезпечують лінійну поляризацію випромінювання лазера і виключають втрати енергії при поширенні світла з активної зони до дзеркал і назад. Трубка поміщена в резонатор, утворений дзеркалами В В1 і В2 з багатошаровим діелектричним покриттям. Такі дзеркала мають дуже високий коефіцієнт відбиття в робочому спектральному інтервалі і практично не поглинають світло. Пропускна здатність дзеркала, через яке переважно виходить випромінювання лазера, становить зазвичай 1 ... 2%, другого - менше 1%.

На електроди трубки подається напруга 1 ... 2 кВ. При напруженому катоді і зазначеному напрузі в наповнюють трубку газах може підтримуватися тліючий електричний розряд. Тліючий розряд створює умови для виникнення інверсіїзаселеність рівнів в неоні. Типова сила струму в газовому розряді - десятки міліампер.

Видиме випромінювання розряду дає неон, але необхідне для цього збудження атомів здійснюється за допомогою атомів гелію. Спрощено-щенная схематична картина енергетичних рівнів атомів Чи не і Ne показана на малюнку 2.

За рахунок зіткнень з електронами атоми Чи не переходять в збуджений стан (2 3 S і 2 1 S). Ці рівні метастабільних з енергією 19,82 і 20,61 еВ відповідно. Спонтанний радіаційний перехід з цих рівнів на основний рівень за правилами відбору заборонений, тобто відбувається з дуже малою ймовірністю.

малюнок 2

Час життя атома на рівнях 2 1 S і 2 3 S велике в порівнянні з часом життя на звичайних збуджених рівнях, тому на цих метастабільних рівнях накопичується дуже багато атомів Чи не. Але рівні неону 3 S і 2 S практично збігаються з метастабільними рівнями 2 1 S і 2 3 S гелію. Завдяки цьому, при зіткненні збуджених атомів Чи не з атомами Neвідбуваються переходи атомів Ne в збуджений стан з резонансною передачею енергії атомів гелію атомам неону.

Процес збудження атомів Ne зображений горизонтальними пунктирними стрілками (малюнок 2). В результаті концентрації атомів неону на рівнях 3 S і 2 S сильно зростають, і виникає інверсна заселеність енергетичних рівнів по відношенню до рівня 2 Р. У трубці створюється активне середовище, що складається з атомів Ne, Що володіють инверсной заселеністю енергетичних рівнів електронів.

Спонтанне випромінювання окремих порушених атомів призводить до поширення в активному середовищі фотонів, відповідних електронним переходам в атомах неону з рівнів 3 S на рівні 2 P.

Під дією електромагнітного поля поширюються в розряді фотонів (спочатку спонтанно випромінюють збудженими атомами неону) відбувається індуковане когерентне випромінювання інших порушених атомів неону, тобто активного середовища, що заповнює трубку лазера. Масове наростання цього процесу забезпечується багаторазовим проходженням випромінювання між дзеркалами В 1 і В 2 резонатора, що призводить до формування потужного індукованого потоку спрямованого когерентного випромінювання лазера. Мінімальна кутова ширина лазерного світлового пучка визначається дифракцією, пов'язаної з обмеженням поперечного перерізу пучка, тобто тільки з хвильовими властивостями світла. Це надзвичайно важлива обставина відрізняє лазерний джерело від будь-якого іншого джерела світла.

4 ПРИЛАДИ та додаткові речі

1 Газовий лазер ЛГ78.

2 Оптична лава.

3 Блок живлення.

4 Дифракційна решітка.

5 Скляні пластини з напиленням між ними мікрочасті-цями.

6 Екран з міліметровою шкалою.

5 Робота з газовим лазером

Включити тумблер "Мережа". Перемикач "Регулювання струму" встановлено в робочому положенні викладачем або лаборантом. Категорично забороняється переводити його в інше положення.

Під час роботи з лазером необхідно пам'ятати, що попадання в очі прямого лазерного випромінювання небезпечно для зору .

Тому при роботі з лазером його світло спостерігається після відображення на екрані з розсіює поверхнею.

6 ПОРЯДОК ВИКОНАННЯ РОБОТИ

Вправа 1

Вимірювання довжини хвилі випромінювання лазерапрі допомоги

дифракційної решітки

Спрямованість і просторова когерентність випромінювання лазера дозволяє застосовувати його в ряді вимірювань без попередньої колімації.

Установка для проведення даної вправи включає лазер, рейтер з дифракційною решіткою, екран з міліметровою шкалою для спостереження дифракційної картини (рисунок 3).

малюнок 3

Дифракційна решітка встановлюється перпендикулярно до осі світлового променя, що виходить з лазера. Для цього світловий відблиск, відбитий від площини решітки, необхідно провести точно на середину вихідного вікна лазера, тобто домогтися збігу виходить з лазера світлового пучка і його відображення від площини решітки.

З огляду на монохроматичности випромінювання лазера, на екрані спостерігається безліч неперекривающіхся дифракційних спектрів різних позитивних і негативних порядків. Ці спектри утворюють на екрані ряд червоних смужок, які повторюють перетин первинного світлового пучка, що падає на решітку.

Екран встановлюється перпендикулярно до пучка світла, і порядки спектрів розташовують симетрично відносно нуля шкали екрану.

Під відстанню між дифракційними спектрами і спектром нульового порядку треба розуміти відстань між центрами спостережуваних спектрів (смужок).

Розрахунок довжини хвилі ведеться за формулою

де d - постійна решітки (в нашому випадку d \u003d 0,01 мм);
- кут дифракції;

k -порядок спектра;

l - довжина хвилі лазерного випромінювання.

малюнок 4

Кут дифракції визначається зі співвідношення

(2)

де - відстань між лівим і правим максимумами порядку k;

L - відстань від площини дифракційної решітки до площини екрану (рисунок 4).

Підставляючи (2) в (1), отримуємо

Порядок виконання вправи 1

1 Виміряти відстань в спектрі першого ( k\u003d 1), другого ( k\u003d 2) і третього ( k\u003d 3) порядків при різних відстанях екрану від дифракційної решітки.

2 Результати вимірювань занести в таблицю 1.

3 Обчислити довжину хвилі, відповідну випромінювання лазера.

Таблиця 1

порядок спектра k	L, м	X k, м	l i, м	, м	Dl i, м	, м		Dl, м	e,%

Обробка експериментальних даних

1 Обчислити довжину хвилі для кожного вимірювання за формулою (3).

2. Обчислити середнє значення де n - число вимірювань-ний.

3 Обчислити абсолютні помилки окремих вимірювань

5 Поставити значення надійності a (за вказівкою викладача).

6 Визначити по таблиці Стьюдента і обчислити межі довірчого інтервалу

7 Обчислити відносну похибку Значення знайденої величини l використовувати в розрахунках, необхідних в наступній вправі.

Вправа 2

Фраунгоферові дифракція лазерного випромінювання

на малих круглих частинках

Монохроматичний, добре коллімірованний і просторово когерентний промінь лазера дає можливість безпосередньо спостерігати дифракцію світла на круглих частинках.

Для того, щоб кути дифракції на частинках були значними, розмір часток повинен бути малим. Однак, якщо в світловий пучок помістити одну малу частку, то що дається їй на віддаленому екрані дифракційну картину спостерігати буде важко, тому що картина буде проектуватися на світлий фон, створений частиною світового пучка, що не зазнала дифракцию.

Для отримання добре видимої дифракційної картини потрібно помістити на шляху світлового пучка безліч хаотично розташованих однакових часток. Справді, оскільки досліджується фраунгоферові дифракція, кожна окрема частинка, незалежно від її положення в площині поперечного перерізу світлового пучка, дає однакову розподіл діфрагованого світла.

При одночасному присутності в перерізі пучка багатьох частинок, кутовий розподіл діфрагованого світла, що створюється кожною частинкою в окремо, не порушується, якщо немає систематичного интерференционного ефекту між світловими пучками, дифрагованим на різних частках.

Якщо в площині поперечного перерізу світлового пучка частки розташовані хаотично, то в силу рівної ймовірності всіх значень фаз хвиль, діфрагірованних за різними напрямками, складатися будуть тільки інтенсивності світлових пучків, діфрагірованних на різних частках. Дифракційна картина від N частинок посилиться за інтенсивністю в N раз у порівнянні з дифракційної картиною окремої частки, не змінюючи своєї структури. Ця обставина і використовується в цьому експерименті.

Установка залишається тією ж, що і у вправі 1, але замість дифракційної решітки на Рейтер встановлюється оправлення зі скляними пластинами, між якими напилю частинки лікоподію (спори рослини плауна), що представляють собою кульки, приблизно однакового малого розміру.

На екрані після включення лазера можна буде спостерігати систему концентричних світлих і темних дифракційних кілець, що оточують світлий коло.

Кутові радіуси a i темних кілець підкоряються співвідношенням:

Кутові радіуси a i світлих кілець

(5)

де r - радіус частинки, що викликала дифракцію світла.

значення sina i розраховуються з умови

(6)

де D i - лінійний діаметр відповідного дифракційного кільця на екрані;

L - відстань від скляної пластини до екрану.

Порядок виконання вправи 2

і обробка експериментальних даних

1 Виміряти діаметри першого ( D 1) і другого ( D 3) темних кілець при різних відстанях L. Результати занести в табл. 2.

2 Побудувати графік залежності D \u003d f(L) Для кожного з дифракційних мінімумів, тобто D 1 \u003d f(L) і D 3 \u003d f(L).

3 Визначити тангенси кутів дифракції, відповідних першому і другому темному кільцю, використовуючи формулу (6), і середнє значення радіуса частки за допомогою співвідношень (4).

4 Визначити похибку вимірювань. Записати остаточний результат у вигляді r = <r> ± r\u003e (М).

5 Зробити висновки по роботі.

РОБОТА 17. ВИВЧЕННЯ ХАРАКТЕРИСТИК ЛАЗЕРНОГО ВИПРОМІНЮВАННЯ

МЕТА РОБОТИ:

1. Ознайомитися з принципом дії і пристроєм гелій-неонового лазера.

2. Ознайомитися з інтерференцією, дифракцией і поляризацією лазерного випромінювання.

3. Визначити періоди двовимірної структури.

4. Визначити кут розходження лазерного променя.

КОРОТКА ТЕОРІЯ

Лазер принципово нове джерело світла. Від випромінювання звичайних джерел (лампи розжарювання, лампи денного світла і т.д.) випромінювання лазера відрізняється тим, що воно близьке до монохроматичного, володіє виключно високою часовою та просторовою когерентністю, дуже малої расходимостью , а, отже, виключно високою щільністю електромагнітної енергії. Крім того промінь лазера поляризований.

Принцип дії лазера заснований на трьох фізіческіхявленіях: вимушене випромінювання, інверсія населеності і позитивний зворотний зв'язок.

Поведінка атомів (молекул) підпорядковується законам квантової механіки, згідно з якими значення фізичних величин (наприклад, енергії Е) можуть приймати лише певні (дискретні) значення. Для енергії ці значення прийнято графічно зображати у вигляді так званих рівнів енергії (рис.1).

Найнижчий енергетичний рівень називається основним, так як відповідає наіболееустойчівому стану частки. Решта рівні з більш високими значеннями енергії називаються збудженими.

Процес, що супроводжується збільшенням енергії атома, зображується як перехід на більш високий енергетичний рівень, процес зі зменшенням енергії - як перехід на більш низький рівень.

Розглянемо взаємодію електромагнітного випромінювання (світла) з атомами.

Перший вид взаємодії: атом, перебуваючи в основному стані, поглинає фотон, енергія якого достатня для переходу в один з порушених станів (рис. 1а).

і другий: Атом, що знаходиться в збудженому стані,

спонтанно (мимовільно) переходить в більш низьке енергетичний стан: цей перехід супроводжується випромінюванням фотона (рис. 1в).

При спонтанних переходах різні атоми випромінюють неодночасно і незалежно, тому, фази випромінюваних фотонів не пов'язані між собою, напрямок випромінювання, його поляризація носять випадковий характер, а частота випромінювання коливається в деяких межах, визначених шириною енергетичних рівнів Е 1 і Е 2.

Спонтанне випромінювання ненаправленої, неполяризована, немонохроматичності.

Існує, однак, третій вид взаємодії, Який називається вимушеним випромінюванням. Якщо на атом, що знаходиться в збудженому стані (рис.2), падає випромінювання з частотою ν відповідної переходу атома в більш низький стан (1), то атом переходить в нього вимушено під дією цього фотона, випромінюючи при цьому свій фотон, який називається вимушеним випромінюванням.

Виключно важливо відзначити характерне властивість вимушеного випромінювання: излученная хвиля (фотон) має точно той же напрямок і фазу,що і змушує. Крім цього ці дві хвилі мають однакові частоти та стану поляризації.

При переходах 1 → 2 (рис. 1а) зовнішнє випромінювання поглинається, а при вимушених переходах 2 → 1 (рис.2) навпаки, посилюється, тому що до зовнішнього фотону додається фотон, випущений атомом. Ймовірності переходів 1 → 2 і 2 → 1одінакови. Якщо більшість атомів знаходиться в збудженому стані, то тоді частіше будуть відбуватися переходи 2 → 1 . Іншими словами, для посилення зовнішнього випромінювання необхідно, щоб населеністьрівня 2 була вище населеності рівня 1 або необхідно створити інверсіюзаселеності рівнів.

При температурі Т число атомів N в стані з енергією Е визначається формулою Больцмана

N ~ exp (-E / kT)

де k - постійна Больцмана.

Звідси видно, що чим більше енергія стану Е, тим менше число N атомів знаходиться в цьому стані. Значить, в рівноважному стані більше населені нижні рівні, і поглинання світла переважає над посиленням.

Інверсія заселеності рівнів відповідає нерівноважному станом атомів середовища.

Створити такий стан можна штучно, підбиваючи
енергію до робочого речовини, за рахунок якої атоми переводяться на верхній енергетичний рівень. Такий процес називається накачуванням.У різних типів лазерів накачування здійснюється по-різному: в твердотільних лазерах здійснюється за рахунок поглинання світла від додаткових ламп, в газових - за рахунок передачі атомам газу енергії прискорених електричним полем електронів при їх зіткненнях.

Середовище, в якому здійснена інверсія заселеності, називається активним середовищем.

Слово "лазер" складено з початкових літер англійської фрази: "Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation", що означає: "посилення світла за допомогою вимушеного випромінювання". Лазери також називають оптичними квантовими генераторами (ОКГ).

Газові лазери. Гелій-неоновий лазер.

Основним елементом гелій-неонового лазера безперервного

дії є трубка 2 (рис.3), наповнена сумішшю гелію і неону з парціальними тисками порядку 1 і 0,1 мм.рт.ст., відповідно. Кінці трубки закриті плоскопараллельнимі скляними пластинами 3, встановленими під кутом Брюстера до її осі.

Накачування в газовому лазері здійснюється за рахунок енергії джерела живлення, що підтримує тліючий розряд між катодом 4 і анодом 5. Розряд в трубці виникає при 1,5-2,0 кВ. Розрядний струм трубки становить десятки міліампер.

Робочими атомами гелій-неонового лазера є атоми

неону, що випромінюють червоні фотони (λ \u003d 632,8 нм), На рис. 4 наведена спрощена схема рівнів атомів неону і гелію.

У чистому неоні заселення станів 3S при накачуванні малоефективно, оскільки цей рівень має малий час життя, і атом неону спонтанно переходить в стан 2Р.

Ситуація змінюється, коли до неону додають гелій. Енергія рівня 2S гелію дорівнює енергії рівня 3S неону. Рівень же енергії 2S гелію є довготривалим і ефективно заселяється при накачуванні. При зіткненнях збуджених атомів гелію з атомами неону енергія передається атомам неону. В результаті створюється інверсна заселеність робочого рівня 3S неону.

Після цього в активному середовищі відбуваються численні
акти спонтанних переходів 3S → 2P, що з'являються фотони (λ \u003d 632,8 нм) призводять до вимушених переходах. Ті фотони, які рухаються під деяким кутом до осі трубки, не беруть участі в отриманні променя лазера. Формування променя лазера йде тільки за рахунок фотонів, що випускаються уздовж осі трубки.

Посилення променя йде значно швидше, якщо світло повертати назад в активне середовище, де він знову буде посилюватися за рахунок вимушених переходів. Про таку ситуацію говорять як про зворотний зв'язок. Для створення позитивного зворотного зв'язку в лазерах використовують оптичний резонатор, який являє собою два дзеркала 1 (рис.3).

Наростання інтенсивності вимушеного випромінювання відбувається лавиноподібно, і вона стає істотно більше інтенсивності спонтанного випромінювання, яке в подальшому можна не враховувати.

Генерація променя лазера починається в той момент, коли збільшення енергії випромінювання за рахунок вимушених переходів перевершує втрати енергії за кожен прохід резонатора. Для виведення променя з резонатора одне з дзеркал 1 робиться напівпрозорим. Поверхні обох дзеркал покриті плівками, товщина яких підбирається таким чином, щоб відображалися хвилі потрібної довжини хвилі, а всі інші гасилися.

Прозорість дзеркал резонатора зазвичай менше 1%.

Характеристики лазерного випромінювання.

Схожа інформація.

Особливості газоподібної активного середовища. Основні методи збудження. Електричний розряд, газодинаміка, хімічне збудження, фотодисоціація, оптичне накачування. Резонансна передача енергії збудження при зіткненнях. Гелій-неоновий лазер. Схема рівнів. Передача енергії збудження. Конкуренція ліній випромінювання на хвилях 3,39 і 0,63 мкм. Параметри розряду, параметри лазера.

Розгляд методів створення інверсії ми будемо проводити на прикладах лазерів, що представляють найбільший інтерес.

Почнемо з газових лазерів. Газоподібним їх активного середовища призводить до ряду чудових наслідків. Перш за все, тільки газові середовища можуть бути прозорими в широкому спектральному інтервалі від вакуумної УФ області спектра до хвиль далекого ІК, по суті СВЧ, діапазону. В результаті газові лазери працюють в величезному діапазоні довжин хвиль, відповідному зміни частоти більш ніж на три порядки.

Далі. У порівнянні з твердими тілами і рідинами гази володіють істотно меншою щільністю і більш високою однорідністю. Тому світловий промінь в газі в меншій мірі спотворюється і розсіюється. Це дозволяє легше досягати дифракційної межі розбіжність лазерного випромінювання.

При малої щільності для газів характерно доплеровское розширення спектральних ліній, величина якого мала в порівнянні з шириною лінії люмінесценції в конденсованих середовищах. Це дозволяє легше досягати високої монохроматичности випромінювання газових лазерів. В результаті в випромінюванні газових лазерів найбільш чітко проявляються характерні властивості лазерного випромінювання - висока монохроматичность і спрямованість.

Складові газ частинки взаємодіють один з одним в процесі газокінетичний зіткнень. Ця взаємодія відносно слабко; тому воно практично не впливає на розташування урдвней енергії частинок і виражається тільки в розширенні відповідних спектральних ліній. При низькому тиску зіткнень розширення мало і не перевищує доплерівську

ширину. Разом з тим збільшення тиску призводить до зростання зіткнень ширини (див. Лекцію другу), і ми отримуємо можливість управляти шириною лінії посилення активного середовища лазера, існуючу тільки в разі газових лазерів.

Як ми знаємо, для виконання умов самозбудження посилення в активному середовищі за один прохід резонатора лазера має перевищувати втрати. У газах відсутність нерезонансних втрат енергії безпосередньо в активному середовищі полегшує виконання цієї умови. Технічно важко виготовити дзеркала з втратами, помітно меншими 1%. Отже, посилення за один прохід повинен перевищувати 1%. Відносна легкість виконання такої вимоги в газах, наприклад шляхом збільшення довжини активного середовища, пояснює наявність великої кількості газових лазерів в широкому діапазоні довжин хвиль. Разом з тим мала щільність газів перешкоджає отриманню такої високої щільності збуджених частинок, яка характерна для твердих тіл. Тому питома енергос'ем у газових лазерів істотно нижче, ніж у лазерів на конденсованих середовищах.

Специфіка газів проявляється і в різноманітті різних фізичних процесів, що застосовуються для створення інверсіїзаселеність. До їх числа відносяться порушення при зіткненнях в електричному розряді, збудження в газодинамічних процесах, хімічне збудження, фотодисоціація, оптичне накачування (головним чином лазерним випромінюванням), електронно-променеве збудження.

У переважній більшості газових лазерів інверсія заселеність створюється в електричному розряді. Такі газові лазери називаються газорозрядними. Газорозрядний метод створення активного середовища є найбільш загальним методом отримання інверсії в газових лазерах, так як електрони розряду легко збуджують частинки газу, переводячи їх в процесах непружних зіткнень на більш високі рівні енергії. Зазвичай спостерігається світіння газового розряду (газосветние лампи) пояснюється спонтанними переходами з цих рівнів енергії вниз. Якщо швидкості процесів розпаду збуджених станів сприятливі накопичення частинок на якомусь верхньому рівні енергії і спустошення якогось нижнього рівня енергії, то між цими рівнями створюється інверсія заселеність. Легко порушуючи газ в широкому інтервалі енергій, електрони газового розряду створюють інверсію заселеність рівнів енергії нейтральних атомів, молекул, іонів.

Газорозрядний метод можна застосовувати для збудження лазерів як безперервного, так і імпульсного режимів роботи. Імпульсне збудження використовується здебільшого в разі несприятливої \u200b\u200bдля безперервного режиму динаміки встановлення населеностей на верхньому і нижньому рівнях енергії, а також для того, щоб отримувати високу потужність випромінювання, недосяжну в безперервному режимі.

Електричний розряд в газі може бути самостійним і несамостійним. В останньому випадку провідність газу забезпечується зовнішнім іонізующей агентом, а процес збудження здійснюється незалежно від умов пробою газу при оптимальному значенні напруженості електричного поля в розрядному проміжку. У газовому середовищі, іонізованої незалежно зовнішнім впливом, це поле і викликаний ним ток визначають енергію збудження (енерговклад), що вводиться в розряд.

Характерною особливістю газів є можливість створення таких потоків газових мас, в яких різко змінюються термодинамічні параметри газу. Так, якщо попередньо сильно нагрітий газ раптово розширюється, наприклад при протіканні з надзвуковою швидкістю через деякий сопло, то температура газу різко падає. Цією новою, істотно нижчій температурі відповідає новий рівноважний розподіл заселеність за рівнями енергії частинок газу. При раптовому зниженні температури газу на якийсь час порушується равновесность цього розподілу. Тоді, якщо релаксація До нового термодинамічної рівноваги для нижнього рівня просунутий швидше, ніж для верхнього, газодинамічне витікання супроводжується інверсією заселеність, існуючої в деякій протяжної області вниз за течією газу. Розмір цієї області визначається швидкістю газодинамічного потоку і часом релаксації інверсної населеності в ньому.

Такий газодинамический метод отримання інверсії, в якому теплова енергія нагрітого газу безпосередньо перетворюється в енергію монохроматичного електромагнітного випромінювання. Важливою характерною особливістю цього методу є можливість організації газодинамічних потоків великих мас активної речовини і тим самим отримання високої вихідної потужності (див. Формулу (6.57)).

При хімічному порушення інверсія паселенностей створюється в результаті хімічних реакцій, при яких утворюються збуджені атоми, молекули, радикали. Газове середовище зручна для хімічного збудження тим, що реагенти легко і швидко перемішуються і легко транспортуються. У газофазних хімічних реакціях неравновесное розподіл хімічної енергії серед продуктів реакції проявляється найбільш сильно і зберігається найдовше. Хімічні лазери цікаві тим, що в них відбувається пряме перетворення хімічної енергії в енергію електромагнітного випромінювання. Залучення ланцюгових реакцій призводить до того, що падає відносна частка енергоза-. витрат на ініціювання реакцій, що забезпечують отримання інверсії. В результаті споживання електроенергії під час роботи хімічного лазера може бути дуже малим, що також є великою гідністю хімічного методу створення інверсії. Додамо до цього, що видалення продуктів реакції, т. Е. Робота в газовому потоці, може забезпечити безперервний характер

роботи хімічних лазерів. Можливо також поєднання хімічного та газодинамічного методів збудження.

До хімічних лазерів примикають лазери, інверсія заселеність в яких досягається за допомогою реакцій фотодиссоциации. Як правило, це - бистропротекающие реакції, ініційовані інтенсивної імпульсної світловий спалахом або вибухом. В результаті дисоціації виникають збуджені атоми або радикали. Вибуховою характер реакції обумовлює імпульсний режим роботи таких лазерів. В силу того, що при відповідному ініціюванні фотодисоціація може охоплювати одночасно великий обсяг вихідного газу, імпульсна потужність і енергія випромінювання при фотодіссоціаціонном методі створення інверсії можуть досягати значних величин.

Своєрідний характер в разі газових активних середовищ набуває такий загальний метод створення інверсії, як оптичне накачування. В силу малої щільності газів їх резонансні лінії поглинання вузькі. Тому оптичне накачування може бути ефективна, якщо джерело накачування досить монохроматічен. Зазвичай використовуються лазерні джерела. Специфіка газів в разі оптичного накачування проявляється ще й в тому, що в силу їх малої щільності глибина проникнення випромінювання накачування в газ може бути великий і тепловиділення при поглинанні випромінювання - малим. Як правило, резонансна оптичне накачування газових середовищ практично не призводить до порушення їх оптичної однорідності.

При електронно-променевому порушення газових середовищ відбувається іонізація газу електронами високої енергії (0,3-3 МеВ). При цьому енергія швидких електронів первинного пучка, загальне число яких відносно невелика, каскадним чином перетворюється в енергію великого числа повільних електронів. Порушення верхніх лазерних рівнів здійснюється саме цими електронами низької енергії (від одиниць до десятків МеВ). Так як довжина пробігу електронів великої енергії в газах досить велика, то електронно-променевої спосіб збудження дуже зручний для створення активного середовища великих обсягів при високому тиску газів, причому газів будь-якого складу.

Електронно-променеве збудження є гнучким і в той же час потужним методом, придатним практично завжди. Значна перевага цього методу полягає також в можливості його поєднання з іншими методами створення активного середовища газових лазерів

Перш ніж перейти до конкретного розгляду того, як всі ці методи створення інверсії реалізуються в тих чи інших що представляють найбільший інтерес газових лазерних системах, доцільно відзначити дві обставини загального характеру.

По-перше, досягнення інверсії в газовому середовищі сильно полегшується відносної повільністю релаксаційних процесів

в газах. Як правило, відповідні константи швидкості добре відомі або можуть бути порівняно легко вивчені експериментально. У короткохвильової області та для добре дозволених переходів процесом, що перешкоджає отриманню і утриманню інверсії, є спонтанний розпад верхнього рівня (див. Лекцію другу). Радіаційні часи життя атомів, молекул, іонів також або добре відомі, або можуть бути відносно добре відомі. Значення цих часів, відомі для вільних частинок, справедливі для газів.

По-друге, для газів характерна передача енергії збудження від частинок одного сорту частинок іншого сорту при непружних зіткненнях між ними. Така передача тим ефективніша, ніж більш точно збігаються рівні енергії частинок, що стикаються. Справа в тому, що завжди існує відмінність у значеннях енергії тих станів, обмін населенням яких відбувається при зіткненні, призводить до того, що передача збудження супроводжується виділенням (або поглинанням) кінетичної енергії

Тут N - щільність частинок донорів енергії возбуясденія, n - щільність акцепторів, зірочка позначає воебужденіе відповідної частки. Символ К, що стоїть над стрілочками в рівнянні (13.1), позначає константу швидкості цієї реакції. Кінетична енергія може бути отримана з резервуара теплової енергії поступального руху частинок газу (або передана в цей резервуар). Для того щоб такий процес був ефективним, що передається в резервуар (отримується з резервуара) в одному зіткненні енергія не повинна перевищувати середню енергію теплового руху однієї частинки. Іншими словами, дефіцит енергії розглянутих станів повинен бути малий:

В цьому випадку відбувається так звана резонансна (квазірезонансного) передача енергії збудження.

У загальних рисах процес передачі енергії (13.1) описується швидкісним рівнянням виду

де т - деякий ефективний час релаксації, а константа швидкості передачі енергії збудження, як зазвичай,

Тут v - швидкість частинок, що стикаються, а перетин процесу передачі про наближається до газокінетичний перетину, при виконанні умови (13.2). У правій частині рівняння

(13.3) врахований зворотний процес. Припускаючи для виконання закону збереження числа частинок:

з (13.3) легко отримати, що в стаціонарних умовах

За умови

досягається рівень збудження акцепторів, максимально можливий при заданому рівні збудження донорів.

Отже, процес зіткнень передачі енергії збудження від частинок одного сорту частинок іншого сорту, характерний для газових середовищ, ефективний при виконанні умови (13.2). Цей процес є ефективним в створенні активного середовища лазера на основі частинок типу n шляхом порушення частинок типу N при виконанні умови (13.7).

Мал. 13.1. Передача енергії збудження по схемі пряма стрілка вцерх - збудження частинок N, пряма стрілка вниз - випромінювання частинками хвиляста стрілка вниз - релаксація нижнього лазерного рівня частинок n. Показано відсутність власної релаксації частинок

Передача енергії збудження істотно розширює можливості створення газових лазерів, дозволяючи розділити в активному середовищі функції накопичення енергії збудження і подальшого випромінювання на бажаної довжині хвилі. Процес відбувається в два етапи. Спочатку той чи інший спосіб порушуються частки допоміжного газу - носія надлишкової енергії і виступає донором енергії збудження. Потім в процесах іеупругіх зіткнень енергія передається від газу-носія часткам робочого газу - акцептора енергії збудження, населяючи таким чином їх верхній лазерний рівень. верхній; рівень енергії допоміжного газу повинен володіти великим власним часом життя, щоб добре накопичувати енергію. Схематично даний процес показаний на рис. 13.1.

Розглянутий метод знайшов широке застосування, так як практично при всіх методах збудження (електророзрядних,

газодинамічному, хімічному і т. д.) часто виявляється набагато більш вигідним безпосередньо вкладати енергію збудження не в ті частки, випромінювання яких бажано, а в ті, які легко поглинають цю енергію, самі її не випромінюють і охоче віддають своє збудження за потрібне часткам.

Перейдемо тепер до безпосереднього розгляду ряду газових лазерів. Почнемо з атомарних газових систем, яскравим представником яких є гелій-неоновий лазер. Добре відомо, що цей лазер був, по суті, першим. Вихідні розрахунки і пропозиції ставилися до газових лазерів, головним чином, внаслідок вже обговорювалася нами більшою мірою розуміння схем рівнів енергії і умов збудження в газовому середовищі. Все ж першим був створений рубіновийлазер в силу того, що цей монокристал був ретельно вивчений в радиоспектроскопии ЕПР і широко використовувався в квантовій електроніці НВЧ для створення парамагнітних квантових підсилювачів (парамагнітних мазерів). Незабаром, в кінці того ж 1960 р А. Джаван,

Мал. 13.2. Схема збудження неону і гелію в електричному розряді (позначення стрілок ті ж, що і на рис. 13.1). Показана можливість каскадного заселення рівнів енергії неону.

У. Беннет і Д. Харріот створили гелій-неоновий лазер на хвилі 1,15 мкм. Найбільший інтерес до газових лазерів сформувався після відкриття генерації гелій-неонового лазера на червоній лінії 632,8 нм практично в тих же умовах, що і в першому запуску на хвилі 1,15 мкм. Це перш за все стимулювало інтерес до лазерним застосуванням. Лазерний промінь став інструментом.

Технічні удосконалення привели до того, що гелій-неоновий лазер перестав бути дивом лабораторної техніки та експериментального мистецтва і перетворився в надійний пристрій. Цей лазер добре відомий, він виправдовує свою популярність і заслуговує на увагу.

У неоновому лазері робочою речовиною є нейтральні атоми неону. Порушення здійснюється електричним розрядом. Спрощена і разом з тим в якомусь сенсі узагальнена схема рівнів неону приведена в правій частині рис. 13.2. В електричному розряді при зіткненнях з електронами

порушуються рівні. Рівні метастабільних, а рівень у порівнянні з ними є більш короткоживущим. Тому, здавалося б, повинна легко виникати інверсія заселеність рівнів по відношенню до. Цьому, однак, заважає метастабільний рівень. В спектрах багатьох атомів, в тому числі атомів інертних газів, є такий долгожівущнй метастабільний рівень. Заселяючись в зіткненнях з електроном, цей рівень не дає спустошуватися рівню, що перешкоджає отриманню інверсії.

У чистому неоні створити інверсію в безперервному режимі важко. Ця трудність, що носить досить загальний для багатьох випадків характер, обходиться введенням в розряд додаткового газу - донора енергії збудження. Цим газом служить гелій. Енергії двох перших збуджених метастабільних рівнів гелію (рис. 13.2) досить точно збігаються з енергіями рівнів неону. Тому добре реалізуються умови резонансної передачі збудження по схемі

При правильно обраних тисках неону і гелію, які відповідають умові (13.7), можна домогтися заселення одного або обох рівнів неону, що значно перевищує таке в разі чистого неону, і отримати інверсію заселеність цих рівнів по відношенню до рівня.

Спустошення нижніх лазерних рівнів відбувається в зіткнень процесах, в тому числі і в зіткненнях зі стінками газорозрядної трубки.

Підкреслимо, що знайшов широке застосування в квантовій електроніці газових лазерів метод передачі енергії від газу, безпосередньо не працює, але легко збуджується, до газу, не накопичувати енергію збудження, але легко випромінює, вперше був реалізований в неоновому лазері.

Розглянемо тепер більш детально схему рівнів нейтральних атомів гелію і неону (рис. 13.3).

Нижнім з порушених станів гелію відповідають енергії 19,82 і 20,61 еВ. Оптичні переходи з них в основний стан заборонені в наближенні-зв'язку, дійсної для гелію. Стану і - це метастабільні стани з часом життя приблизно. Тому вони добре накопичують енергію, одержувану при порушенні електронним ударом.

Для неону дійсна промеяуточная-зв'язок. На рис. 13.3 стану, що відносяться до однієї конфігурації, показані жирною лінією з виділенням робочого підрівні. Для ідентифікації рівнів застосовані позначення Пашена, найбільш широко поширені в існуючій літературі. Рівні близькі до метастабільний рівнями гелію 250 і 2%, дефіцит енергії приблизно дорівнює (Зауважимо, що при 300 К

.) Стан має великий час життя через резонансного полону випромінювання в силу радіаційної зв'язку з основним станом.

У неоні s-стану мають великі часи життя, ніж р-стану. Це, взагалі кажучи, дозволяє отримувати інверсію на переходах Слід, однак, мати на увазі, що стан неону добре населяється в розряді і при не дуже великих токах розряду можливо ступеневу (каскадне) заселення нижніх лазерних рівнів при переходах зі стану

Мал. 13.3. Схема нижніх збуджених рівнів енергії гелію і пеона: прямі стрілки вгору - збудження гелію, хвилясті стрілки - передача енергії збудження від гелію до неону, похилі прямі стрілки - випромінювання атомами неону. Канали релаксації нижніх лазерних рівнів неону не показані.

Введення в розряд щодо великої кількості гелію, що забезпечує зовнішній по відношенню до неону інтенсивний канал заселення станів знімає обмеження на можливість отримання інверсії в безперервному режимі. Історично першою була отримана генерація на переході. Основна потужність відповідає переходу. Потім була реалізована інверсія переходів і.

Всі три види генерації відбуваються в приблизно однакових умовах розряду і мають однакові залежності потужності генерації від параметрів розряду. При цьому особливо важлива конкуренція генерацій на хвилях 3,39 і 0,63 мкм, яким відповідають переходи із загальним верхнім рівнем. Тому генерація на одній з цих хвиль послаблює генерацію на інший з них. Справа ускладнена різким розходженням в коефіцієнтах посилення. Переходу відповідає посилення в і тому на ньому легко досягається генерація в простих, наприклад металевих, дзеркалах. перехід набагато

капризніший. Йому відповідає невелике посилення в, що за інших рівних умов ніяк не може конкурувати з гігантським посиленням в. Тому для отримання генерації у видимій області гелій-неоновий лазер забезпечується багатошаровими діелектричними інтерференційними дзеркалами, що володіють високим коефіцієнтом відображення тільки на необхідної довжині хвилі. Переходу відповідає посилення генерація досягається. за допомогою діелектричних дзеркал.

Гелій-неоновий лазер є газорозрядним лазером. Порушення атомів гелію (і неону) відбувається в слабкострумових тліючому розряді. Взагалі, в лазерах безперервної дії на нейтральних атомах або молекулах для створення активного середовища найчастіше використовується слабоіонізованная плазма позитивного стовпа тліючого розряду. Щільність струму тліючого розряду становить. Напруженість поздовжнього електричного поля така, що число виникають на одиничному відрізку розрядного проміжку електронів та іонів компенсує втрати заряджених частинок при дифузії до стінок газорозрядної трубки. Тоді позитивний стовп розряду стационарен і однорідний. Електронна температура визначається твором тиску газу р на внутрішній діаметр трубки D. При малих електронна температура велика, при великих - низька. Сталість величини визначає умови подібності розрядів. При постійній щільності числа електронів умови і параметри розрядів будуть незмінні, якщо незмінно твір. Щільність числа електронів в слабоіонізованная плазмі позитивного стовпа пропорційна щільності струму. значення.

Для області 3,39 мкм (серія, найсильніша лінія) верхній лазерний рівень, як уже говорилося, збігається з верхнім рівнем червоної лінії генерації 0,63 мкм. Тому оптимальні умови розряду виявляються однаковими.

У вельми поширених випадках, коли одна і та ж отпаянная газорозрядна трубка використовується в неоновому лазері зі змінними дзеркалами для роботи в різних діапазонах довжин хвиль, зазвичай вибираються деякі компромісні значення в досить широкому діапазоні параметрів: діаметр газорозрядної трубки 5-10 мм, відношення парціальних тисків 5-15, загальний тиск 1 - 2 Торр, ток 25-50 мА.

Наявність оптимуму по діаметру обумовлено конкуренцією двох факторів. По-перше, при збільшенні поперечного перерізу активного середовища лазера при інших рівних умовах відбувається збільшення ймовірності розпаду на стінці капіляра метастара капіляра газорозрядної трубки збільшує коефіцієнт посилення пропорційно. Останнє відбувається як через - збільшення ймовірності розпаду на стінці капіляра метаста-бильного стану неону так і через збільшення кількості порушеної гелію (і тим самим неону), а значить, і коефіцієнта посилення при збереженні постійним твори т. Е. При виконанні умови подібності тліючих розрядів при зміні діаметра газорозрядної трубки.

Наявність оптимальної щільності струму розряду обумовлено виникненням при великих токах каскадних процесів типу

призводять до зменшення інверсії (див. рис. 13.2 і 13.3). Процеси такого роду можуть ставати істотними також при збільшенні тиску неону, що, в свою чергу, обумовлює наявність оптимуму по тиску.

Характерними значеннями потужності випромінювання гелій-неонових лазерів слід вважати десятки милливатт в областях 0,63 і 1,15 мкм і сотні милливатт в області 3,39 мкм. Термін служби лазерів при відсутності помилок у виготовленні обмежується процесами в розряді і обчислюється роками. З плином часу в розряді відбувається порушення складу газу. Через сорбції атомів в стінках і електродах відбувається процес «жестченія», падає тиск, змінюється ставлення парціальних тисків гелію і неону.

Зупинимося тепер на питанні конструювання резонатбров гелій-неонового лазера. Велика короткочасна стабільність, простота і надійність конструкції досягаються при установці дзеркал резонатора всередину розрядної трубки. Однак при такому розташуванні дзеркала порівняно швидко псуються в розряді. Тому найбільшого поширення набула конструкція, в якій газорозрядна трубка, забезпечена вікнами, розташованими під кутом Брюстера до оптичної осі, поміщається всередину резонатора. Таке розташування має цілий ряд переваг - спрощується юстирування дзеркал резонатора, збільшується термін служби газорозрядної трубки і дзеркал і полегшується їх зміна,

з'являється можливість управління резонатором і застосування дисперсійного резонатора, виділення мод і т. п.

У квантовій електроніці важливим є питання про ширину лінії робочого переходу (див. Лекцію другу). Для газових лазерів істотні природне, зіткнень і доплеровское розширення. У разі гелій-неонового лазера формула (2.8) (де під треба розуміти - природне час життя р-стану неону, а під - час т., Що відноситься до s-состояпію) дає значення природної ширини лінії МГц. Зіткнень розширення (формули (2.31) і визначається тиском газу. Для атомів неону в припущенні, що перетин відповідного зіткнень процесу одно газокінетичний, при тиску порядку МГц. Доплеровская ширина лінії (формули (2.28) і визначається, зокрема, довжиною хвилі випромінювання. Для лінії 0,63 мкм при 400 К ці формули дають що добре узгоджується з експериментальними даними. зі сказаного видно, що в разі гелій-неонового лазера основним механізмом, що викликає розширення лінії випромінювання, є ефект Доплера. розширення це відносно невелика і при такій лінії можна отримати генерацію на одній поздовжньої моді, т. е. одночастотну генерацію при хоча і малої, але фізично цілком реалізовується довжині резонатора 15 см. (формула (10.21)).

Гелій-неоновий лазер є найбільш представницьким прикладом газових лазерів. У його випромінюванні виразно проявляються всі характерні властивості цих лазерів, зокрема лембовскій провал, який обговорювався в лекції одинадцятої. Ширина цього провалу близька до ширини однієї з тих однорідно розширених ліній, сукупність яких утворює неоднорідне розширену доплерівську лінію. У разі гелій-неонового лазера такої однорідної шириною є природна ширина. Так як, то становище лембовского провалу (див. Рис. 11.6) дуже точно показує положення центру лінії робочого переходу. Крива, представлена \u200b\u200bна рис. 11.6, для лембовского провалу експериментально виходить шляхом плавної зміни довжини резонатора одномодового лазера. Отже, положення мінімуму провалу може бути використано при відповідній зворотного зв'язку, що управляє довжиною резонатора, для стабілізації частоти генерації лазера. Так отримана відносна стабільність і відтворюваність частоти, що дорівнює. Відзначимо, однак, що більш висока стабільність досягається, коли провал випалюється не в лінії посилення активного середовища, а в лінії поглинання резонансного газу. Для лінії генерації таким газом є метан.

Підкресливши на закінчення, що існує цілий ряд газових лазерів на нейтральних атомах, в тому числі на атомах інертних газів, відзначимо, що промисловість випускає гелій-неонові лазери в широкому асортименті.

Метою роботи є дослідження основних характеристик і параметрів газового лазера, як активна речовина в якому використовується суміш газів гелію і неону.

3.1. Принцип дії гелій-неонового лазера

Гелій-неоновий лазер є типовим і найбільш поширеним газовим лазером. Він відноситься до атомарним газовим лазерів і його активним середовищем служить суміш нейтральних (неіонізованих) атомів інертних газів - гелію і неону. Неон є робочим газом, і між його енергетичними рівнями відбуваються переходи з випусканням когерентного електромагнітного випромінювання. Гелій виконує роль допоміжного газу і сприяє порушенню неону і створення в ньому інверсії населеності.

Для початку генерації в будь-якому лазері повинні бути виконані дві найважливіші умови:

1. Між робочими лазерними рівнями повинна існувати інверсія населеності.

2. Посилення в активному середовищі повинно перевищувати всі втрати в лазері, в тому числі «корисні» втрати на висновок випромінювання.

Якщо в системі існують два рівня Е 1 і Е 2 з числом частинок на кожному з них відповідно N 1 і N 2 і ступенем виродження g 1 і g 2, то інверсія заселеність відбуватиметься, коли населеність N 2 /g 2 верхнього рівня Е 2 буде більше населеності N 1 /g 1 нижнього рівня Е 1, тобто ступінь інверсії Δ N буде позитивна:

якщо рівні Е 1 і Е 2 невирождени, то для виникнення інверсії необхідно, щоб число частинок N 2 на верхньому рівні Е 2 було більше числа частинок N 1 на нижньому рівні Е 1. Рівні, між якими можливе утворення інверсіїзаселеність і виникнення вимушених переходів з випусканням когерентного електромагнітного випромінювання, називають робочими лазерними рівнями.

Стан з інверсією заселеність створюється за допомогою накачування - збудження атомів газу різними методами. За рахунок енергії зовнішнього джерела, званого джерелом накачування, Атом Ne з основного рівня енергії E 0, відповідного стану термодинамічної рівноваги, переходить в збуджений стан Ne *. Переходи можуть відбуватися на різні енергетичні рівні в залежності від інтенсивності накачування. Далі відбуваються спонтанні або вимушені переходи на нижні рівні енергії.

У більшості випадків немає необхідності розглядати всі можливі переходи між усіма станами в системі. Це дає можливість говорити про двох-, трьох- і четихуровневих схемах роботи лазерів. Вид схеми роботи лазера визначається властивостями активного середовища, а також використовуваним методом накачування.

Гелій-неоновий лазер працює за трирівневою схемою, як показано на рис. 3.1. В цьому випадку канали накачування і генерації випромінювання частково розділені. Накачування активної речовини викликає переходи з основного рівня E 0 на збуджений рівень E 2, що призводить до виникнення інверсіїзаселеність між робочими рівнями E 2 і E 1. Активне середовище, що знаходиться в стані з інверсією заселеність робочих рівнів, здатна підсилювати електромагнітне випромінювання з частотою
за рахунок процесів вимушеного випускання.

Мал. 3.1. Схема енергетичних рівнів робочого і допоміжного газу, яка пояснює роботу гелій-неонового лазера

Так як розширення рівнів енергії в газах мало і широкі смуги поглинання відсутні, то отримання інверсної населеності за допомогою оптичного випромінювання утруднено. Однак в газах можливі інші методи накачування: пряме електронне збудження і резонансна передача енергії при зіткненні атомів. Порушення атомів при зіткненні з електронами може бути простіше за все здійснено в електричному розряді, де прискорені електричним полем електрони можуть придбати значну кінетичну енергію. При непружних зіткненнях електронів з атомами останні переходять в збуджений стан E 2:

Важливо, що процес (3.4) носить резонансний характер: ймовірність передачі енергії буде максимальна, якщо порушені енергетичні стану різних атомів збігаються, т. Е. Перебувають в резонансі.

Детально рівні енергії Хіба ж то й Ne і основні робочі переходи схематично зображено на рис. 3.2. Переходи, відповідні непружним взаємодій атомів газів з швидкими електронами (3.2) і (3.3), показані пунктирними стрілками вгору. Атоми гелію в результаті електронного удару збуджуються на рівні 2 1 S 0 і 2 3 S 1, які є метастабільними. Випромінювальні переходи в гелії в основний стан 1 S 0 заборонені правилами відбору. При зіткненні збуджених атомів Чи не з атомами Ne, що знаходяться в основному стані 1 S 0, можлива передача збудження (3.4), і неон переходить на один з рівнів 2S або 3S. При цьому виконується умова резонансу, оскільки енергетичні зазори між основними і збудженими станами у допоміжному і робочому газі близькі між собою.

З рівнів 2S і 3S неону можуть відбуватися випромінювальні переходи на рівні 2Р і 3Р. Рівні Р менш заселені, ніж верхні рівні S, так як пряма передача енергії від атомів He на ці рівні відсутня. Крім того, рівні Р володіють малим часом життя, і безвипромінювальний перехід Р → 1S спустошує рівні Р. Таким чином, виникає ситуація (3.1), коли населеність верхніх рівнів S вище населеності нижчих рівнів Р, т. Е. Між рівнями S і P виникає інверсія населеності, а значить переходи між ними можуть використовуватися для лазерної генерації.

Так як число рівнів S і Р велике, то можливий великий набір різних квантових переходів між ними. Зокрема, з чотирьох рівнів 2S на десять рівнів 2Р правилами відбору дозволені 30 різних переходів, на більшості з яких отримана генерація. Найбільш сильною лінією випромінювання при переходах 2S → 2Р є лінія 1,1523 мкм (інфрачервона область спектру). Для переходів 3S → 2Р найбільш значима лінія 0,6328 мкм (червона область), а для 3S → 3Р - 3,3913 мкм (ІК-область). Спонтанне випромінювання відбувається на всіх перерахованих довжинах хвиль.

Мал. 3.2. Енергетичні рівні атомів гелію і неону та схема работиHe-Ne-лазера

Як зазначалося раніше, після випромінювальних переходів на рівні Р відбувається безвипромінювальний радіаційний розпад при переходах Р → 1S. На жаль, рівні неону 1S є метастабільними, і якщо в газовій суміші не міститься інших домішок, то єдиним способом переходу атомів неону в основний стан з рівня 1S є зіткнення зі стінками посудини. З цієї причини посилення системи збільшується при зменшенні діаметра розрядної трубки. Оскільки стану 1S неону спустошуються повільно, то атоми Nе затримуються в цих станах, що є вельми небажаним і визначає ряд особливостей цього лазера. Зокрема, при збільшенні струму накачування вище порогового значення j пір відбувається швидке збільшення, а потім насичення і навіть спад потужності лазерного випромінювання, що як раз і пояснюється накопиченням робочих частинок на рівнях 1S і потім їх перебросом в стану 2Р або 3Р при зіткненні з електронами. Це не дає можливості отримувати високі вихідні потужності випромінювання.

Виникнення інверсної населеності залежить від тиску He і Ne в суміші і температури електронів. Оптимальні значення тисків газів складають для Чи не 133 Па, для Ne - 13 Па. Температура електронів задається напругою, що прикладається до газової суміші. Зазвичай це напруга підтримується на рівні 2 ... 3 кВ.

Для отримання лазерної генерації необхідно, щоб в лазері існувала позитивний зворотний зв'язок, інакше прилад буде працювати тільки як підсилювач. Для цього активну газове середовище поміщають в оптичний резонатор. Крім створення зворотного зв'язку резонатор використовується для селекції типів коливань і відбору довжини хвилі генерації, для чого застосовуються спеціальні селективні дзеркала.

При рівнях накачування, близьких до порогового, порівняно легко здійснюється генерація на одному типі коливань. Зі збільшенням рівня збудження, якщо не приймається спеціальних заходів, виникає ряд інших мод. В цьому випадку генерація відбувається на частотах, близьких до резонансних частотах резонатора, які укладені в межах ширини атомної лінії. У разі осьових типів коливань (ТЕМ 00 -модем) відстань по частоті між сусідніми максимумами
, де L - довжина резонатора. В результаті одночасної присутності кількох мод в спектрі випромінювання виникають биття і неоднорідності. Якби існували тільки аксіальні моди, то спектр представляв би собою окремі лінії, відстань між якими було б одно c / 2L. Але в резонаторі можливо також порушення неаксіальних типів коливань, наприклад ТИМ 10 -модем, наявність яких значною мірою залежить від настройки дзеркал. Тому в спектрі випромінювання з'являються додаткові лінії-супутники, розташовані симетрично по частоті по обидві сторони від осьових типів коливань. Виникнення нових типів коливань зі збільшенням рівня накачування легко визначається при візуальному спостереженні структури поля випромінювання. Також візуально можна спостерігати вплив юстирування резонатора на структуру мод когерентного випромінювання.

Гази в порівнянні з конденсованими середовищами володіють більшою однорідністю. Тому світловий промінь в газі в меншій мірі спотворюється і розсіюється, а випромінювання гелій-неонового лазера характеризується хорошою стабільністю частоти і високою спрямованістю, яка досягає своєї межі, обумовленого дифракційними явищами. Дифракційну межу розбіжність для конфокального резонатора

,

де λ - довжина хвилі; d 0 - діаметр світлового пучка в найбільш вузькій його частині.

Випромінювання гелій-неонового лазера характеризується високим ступенем монохроматичности і когерентності. Ширина ліній випромінювання такого лазера значно ỳже «природною» ширини спектральної лінії і на багато порядків менше граничного ступеня дозволу сучасних спектрометрів. Тому для її визначення проводять вимір спектра биття різних мод в випромінюванні. Крім того, випромінювання цього лазера плоскополяризоване через застосування вікон, розташованих під кутом Брюстера до оптичної осі резонатора.

Доказом когерентності випромінювання може бути спостереження дифракційної картини при накладенні випромінювань, отриманих з різних точок джерела. Наприклад, когерентність можна оцінити, спостерігаючи інтерференцію від системи декількох щілин. З досвіду Юнга відомо, що для спостереження інтерференції світла від звичайного «класичного» джерела випромінювання спочатку пропускають через одну щілину, а потім через дві щілини, і тоді на екрані утворюються інтерференційні смуги. У разі ж використання лазерного випромінювання перша щілина виявляється непотрібною. Ця обставина є принциповим. Крім того, відстань між двома щілинами і їх ширина можуть бути незрівнянно більше, ніж в класичних дослідах. У вихідного вікна газового лазера розташовують дві щілини, відстань між якими 2 a. У разі, коли падаюче випромінювання когерентно, на екрані, розташованому на відстані d від щілин, буде спостерігатися інтерференційна картина. При цьому відстань між максимумами (мінімумами) смуг

.