Laser neon cu heliu continuu. Laser - lucru de laborator

Caracteristicile mediului activ gazos. Metode de bază de excitare. Descărcare electrică, dinamica gazelor, excitație chimică, fotodisociere, pompare optică. Transfer rezonant al energiei de excitație în timpul ciocnirilor. Laser cu heliu-neon. Diagrama de nivel. Transferul energiei de excitație. Concurență între liniile de emisie la 3,39 și 0,63 µm. Parametrii de descărcare, parametrii laser.

Vom lua în considerare metode de creare a inversiunii folosind exemple de lasere care sunt de cel mai mare interes.

Să începem cu laserele cu gaz. Natura gazoasă a mediului lor activ duce la o serie de consecințe remarcabile. În primul rând, numai mediile gazoase pot fi transparente într-un interval spectral larg, de la regiunea UV de vid a spectrului până la undele din domeniul IR îndepărtat, în esență microunde. Ca rezultat, laserele cu gaz funcționează pe o gamă uriașă de lungimi de undă, corespunzătoare unei modificări a frecvenței de mai mult de trei ordine de mărime.

Mai departe. În comparație cu solidele și lichidele, gazele au o densitate semnificativ mai mică și o omogenitate mai mare. Prin urmare, fasciculul de lumină din gaz este mai puțin distorsionat și împrăștiat. Acest lucru facilitează atingerea limitei de difracție a divergenței radiației laser.

La densități mici, gazele sunt caracterizate prin lărgirea Doppler a liniilor spectrale, a căror mărime este mică în comparație cu lățimea liniei de luminescență în materia condensată. Acest lucru facilitează obținerea unei radiații monocromatice ridicate de la laserele cu gaz. Drept urmare, proprietățile caracteristice ale radiației laser - monocromaticitate și direcționalitate ridicate - se manifestă cel mai clar în radiația laserelor cu gaz.

Particulele constitutive ale unui gaz interacționează între ele în procesul de coliziuni gaz-cinetice. Această interacțiune este relativ slabă; prin urmare, practic nu afectează locația nivelurilor de energie ale particulelor și se exprimă doar prin lărgirea liniilor spectrale corespunzătoare. La presiuni joase, lărgirea colizională este mică și nu depășește lărgirea Doppler

lăţime. În același timp, o creștere a presiunii duce la o creștere a lățimii de coliziune (a se vedea cursul doi) și avem ocazia de a controla lățimea liniei de câștig a mediului activ al laserului, care există numai în cazul a laserelor cu gaz.

După cum știm, pentru a satisface condițiile de autoexcitare, câștigul în mediul activ în timpul unei treceri a cavității laser trebuie să depășească pierderile. În gaze, absența pierderilor de energie nerezonantă direct în mediul activ facilitează îndeplinirea acestei condiții. Este dificil din punct de vedere tehnic să produci oglinzi cu pierderi vizibil mai mici de 1%. Prin urmare, câștigul pe trecere trebuie să depășească 1%. Ușurința relativă de a îndeplini această cerință în gaze, de exemplu prin creșterea lungimii mediului activ, explică disponibilitatea unui număr mare de lasere cu gaz într-o gamă largă de lungimi de undă. În același timp, densitatea scăzută a gazelor împiedică producerea unei densități atât de mari de particule excitate, care este caracteristică solidelor. Prin urmare, producția de energie specifică a laserelor cu gaz este semnificativ mai mică decât cea a laserelor cu materie condensată.

Specificitatea gazelor se manifestă și în varietatea diferitelor procese fizice utilizate pentru a crea inversarea populației. Acestea includ excitația în timpul coliziunilor într-o descărcare electrică, excitația în procese gaz-dinamice, excitația chimică, fotodisociarea, pomparea optică (în principal prin radiație laser) și excitarea fasciculului de electroni.

În marea majoritate a laserelor cu gaz, inversarea populației este creată printr-o descărcare electrică. Astfel de lasere cu gaz se numesc lasere cu descărcare în gaz. Metoda de descărcare în gaz de creare a unui mediu activ este cea mai comună metodă de obținere a inversării în laserele cu gaz, deoarece electronii de descărcare excită cu ușurință particulele de gaz, transferându-le la niveluri mai mari de energie în procesele de coliziuni inelastice. Strălucirea observată de obicei a unei descărcări de gaz (lămpi cu gaz) se explică prin tranziții spontane de la aceste niveluri de energie în jos. Dacă ratele proceselor de dezintegrare ale stărilor excitate sunt favorabile acumulării de particule la un nivel de energie superior și epuizării unui nivel energetic inferior, atunci se creează o inversiune a populației între aceste niveluri. Prin excitarea cu ușurință a gazului într-o gamă largă de energie, electronii de descărcare în gaz creează o inversare a populațiilor nivelurilor de energie ale atomilor, moleculelor și ionilor neutri.

Metoda de descărcare în gaz este aplicabilă pentru excitarea laserelor atât în ​​modul de operare continuu, cât și în cel în impulsuri. Excitația pulsată este utilizată mai ales în cazul dinamicii populației la nivelurile energetice superioare și inferioare care sunt nefavorabile pentru modul continuu, precum și pentru a obține o putere mare de radiație care nu este atinsă în modul continuu.

O descărcare electrică într-un gaz poate fi auto-susținută sau neauto-susținută. În acest ultim caz, conductivitatea gazului este asigurată de un agent ionizant extern, iar procesul de excitare se desfășoară indiferent de condițiile de defalcare a gazului la valoarea optimă a intensității câmpului electric în spațiul de descărcare. Într-un mediu gazos ionizat independent de o influență externă, acest câmp și curentul provocat de acesta determină energia de excitație (aportul de energie) introdusă în descărcare.

O trăsătură caracteristică a gazelor este posibilitatea de a crea astfel de fluxuri de mase de gaze în care parametrii termodinamici ai gazului se modifică brusc. Astfel, dacă un gaz preîncălzit se extinde brusc, de exemplu, când curge cu viteză supersonică printr-o duză, atunci temperatura gazului scade brusc. Această nouă temperatură, semnificativ mai scăzută, corespunde unei noi distribuții de echilibru a populațiilor asupra nivelurilor de energie ale particulelor de gaz. Odată cu o scădere bruscă a temperaturii gazului, echilibrul acestei distribuții este perturbat de ceva timp. Apoi, dacă relaxarea la un nou echilibru termodinamic pentru nivelul inferior are loc mai repede decât pentru nivelul superior, fluxul gazdinamic este însoțit de o inversare a populației care există într-o regiune extinsă în aval de gaz. Mărimea acestei regiuni este determinată de viteza fluxului gaz-dinamic și de timpul de relaxare al populației inverse din ea.

Aceasta este metoda gaz-dinamică de obținere a inversării, în care energia termică a unui gaz încălzit este direct convertită în energia radiației electromagnetice monocromatice. O trăsătură caracteristică importantă a acestei metode este posibilitatea de a organiza fluxuri gaz-dinamice de mase mari de substanță activă și, prin urmare, de a obține o putere mare de ieșire (vezi formula (6.57)).

În timpul excitației chimice, inversarea populației este creată ca rezultat al reacțiilor chimice în care se formează atomi, molecule și radicali excitați. Mediul gazos este convenabil pentru excitația chimică, deoarece reactivii sunt ușor și rapid amestecați și ușor transportați. În reacțiile chimice în fază gazoasă, distribuția de neechilibru a energiei chimice între produșii de reacție este cea mai pronunțată și persistă cel mai mult timp. Laserele chimice sunt interesante pentru că transformă direct energia chimică în energia radiației electromagnetice. Implicarea reacțiilor în lanț duce la faptul că ponderea relativă a consumului de energie scade. cheltuieli pentru iniţierea reacţiilor care asigură inversiunea. Ca urmare, consumul de energie electrică în timpul funcționării unui laser chimic poate fi foarte mic, ceea ce este, de asemenea, un mare avantaj al metodei chimice de creare a inversării. Să adăugăm la aceasta că îndepărtarea produșilor de reacție, adică funcționarea într-un flux de gaz, poate oferi un continuu

operarea laserelor chimice. Este posibilă, de asemenea, o combinație de metode de excitație chimică și gaz-dinamică.

Laserele chimice sunt strâns legate de laserele în care inversarea populației este realizată folosind reacții de fotodisociere. De regulă, acestea sunt reacții rapide inițiate de un fulger intens pulsat de lumină sau de explozie. Ca rezultat al disocierii, apar atomi sau radicali excitați. Natura explozivă a reacției determină modul de funcționare în impulsuri al unor astfel de lasere. Datorită faptului că, cu o inițiere adecvată, fotodisociarea poate acoperi simultan un volum mare de gaz sursă, puterea impulsului și energia radiației în timpul metodei de fotodisociere de creare a inversiei pot atinge valori semnificative.

În cazul mediilor active gazoase, o astfel de metodă generală de creare a inversării precum pomparea optică capătă un caracter deosebit. Datorită densității scăzute a gazelor, liniile lor de absorbție a rezonanței sunt înguste. Prin urmare, pomparea optică poate fi eficientă dacă sursa pompei este suficient de monocromatică. De obicei se folosesc surse laser. Specificul gazelor in cazul pomparii optice se manifesta si prin faptul ca, datorita densitatii lor scazute, adancimea de patrundere a radiatiei pompei in gaz poate fi mare, iar degajarea de caldura la absorbtia radiatiei poate fi mica. De regulă, pomparea optică rezonantă a mediilor gazoase practic nu duce la o încălcare a omogenității lor optice.

Când are loc excitarea unui fascicul de electroni a mediilor gazoase, gazul este ionizat de electroni de înaltă energie (0,3-3 MeV). În acest caz, energia electronilor rapizi ai fasciculului primar, al căror număr total este relativ mic, este cascată în energia unui număr mare de electroni lenți. Nivelurile superioare ale laserului sunt excitate de acești electroni de energie scăzută (de la câțiva până la zeci de electron volți). Deoarece lungimea căii electronilor de înaltă energie în gaze este destul de mare, metoda de excitare a fasciculului de electroni este foarte convenabilă pentru a crea un mediu activ de volume mari la presiuni mari ale gazului și gaze de orice compoziție.

Excitarea fasciculului de electroni este o metodă flexibilă și, în același timp, puternică, care este practic întotdeauna aplicabilă. Marele avantaj al acestei metode este și posibilitatea de a o combina cu alte metode de creare a mediului activ al laserelor cu gaz.

Înainte de a trece la o considerație specifică a modului în care toate aceste metode de creare a inversării sunt implementate în anumite sisteme cu laser cu gaz de cel mai mare interes, este recomandabil să rețineți două circumstanțe generale.

În primul rând, realizarea inversării într-un mediu gazos este mult facilitată de relativă lentoare a proceselor de relaxare.

în gaze. De regulă, constantele de viteză corespunzătoare sunt bine cunoscute sau pot fi studiate experimental relativ ușor. În regiunea cu lungime de undă scurtă și pentru tranzițiile bine rezolvate, procesul care împiedică realizarea și reținerea inversiunii este decăderea spontană a nivelului superior (vezi cursul doi). Duratele de viață radiative ale atomilor, moleculelor și ionilor sunt, de asemenea, bine cunoscute sau pot fi relativ bine cunoscute. Valorile acestor timpuri, cunoscute pentru particulele libere, sunt valabile pentru gaze.

În al doilea rând, gazele sunt caracterizate prin transferul energiei de excitație de la particule de un tip la particule de alt tip în timpul coliziunilor inelastice dintre ele. Un astfel de transfer este mai eficient cu cât nivelurile de energie ale particulelor care se ciocnesc se potrivesc mai bine. Faptul este că diferența mereu existentă în valorile energetice ale acelor stări ale căror populații sunt schimbate în timpul unei coliziuni duce la faptul că transferul de excitație este însoțit de eliberarea (sau absorbția) de energie cinetică.

Aici N este densitatea particulelor donatoare de energie de excitație, n este densitatea acceptoarelor, asteriscul indică excitația particulei corespunzătoare. Simbolul K de deasupra săgeților din ecuația (13.1) indică constanta de viteză a acestei reacții. Energia cinetică poate fi obținută dintr-un rezervor de energie termică a mișcării de translație a particulelor de gaz (sau transferată în acest rezervor). Pentru ca un astfel de proces să fie eficient, energia transferată la rezervor (primită de la rezervor) într-o singură coliziune nu trebuie să depășească energia medie a mișcării termice a unei particule. Cu alte cuvinte, deficitul energetic al statelor luate în considerare ar trebui să fie mic:

În acest caz, are loc așa-numitul transfer rezonant (cvasi-rezonant) al energiei de excitație.

În termeni generali, procesul de transfer de energie (13.1) este descris printr-o ecuație a vitezei de formă

unde m este un timp efectiv de relaxare și constanta de viteză pentru transferul energiei de excitație, ca de obicei,

Aici v este viteza de ciocnire a particulelor, iar secțiunea transversală a procesului de transfer o se apropie de secțiunea transversală gaz-cinetică când condiția (13.2) este îndeplinită. În partea dreaptă a ecuației

(13.3) se ia în considerare procesul invers. Presupunând că legea conservării numărului de particule este îndeplinită:

din (13.3) este ușor de obținut că în condiții staționare

Dat fiind

se atinge nivelul de excitație al acceptorilor, care este maximul posibil pentru un anumit nivel de excitație al donatorilor.

Deci, procesul de transfer prin coliziune a energiei de excitație de la particulele de un tip la particulele de alt tip, caracteristic mediilor gazoase, este eficient atunci când condiția (13.2) este îndeplinită. Acest proces este eficient în crearea unui mediu activ laser n-particule prin excitarea N-particulelor atunci când condiția (13.7) este îndeplinită.

Orez. 13.1. Transferul energiei de excitație conform schemei: săgeată dreaptă sus - excitarea particulelor N, săgeată dreaptă în jos - emisie de particule, săgeată ondulată în jos - relaxarea nivelului laser inferior al particulelor n. Se arată absența relaxării intrinseci a particulelor

Transferul energiei de excitație extinde în mod semnificativ posibilitățile de a crea lasere cu gaz, făcând posibilă separarea funcțiilor de stocare a energiei de excitație și a radiațiilor ulterioare la lungimea de undă dorită în mediul activ. Procesul are loc în două etape. În primul rând, într-un fel sau altul, particulele unui gaz auxiliar sunt excitate - un purtător de energie în exces și acționând ca un donator de energie de excitare. Apoi, în procesele de ciocniri elastice, energia este transferată de la gazul purtător către particulele de gaz de lucru - acceptorul energiei de excitație, populând astfel nivelul laser superior al acestora. Superior; Nivelul de energie al gazului auxiliar trebuie să aibă o durată de viață intrinsecă lungă pentru a stoca bine energia. Procesul luat în considerare este prezentat schematic în Fig. 13.1.

Metoda luată în considerare și-a găsit o aplicație largă, deoarece cu aproape toate metodele de excitare (descărcare electrică,

gazdinamic, chimic etc.) se dovedește adesea a fi mult mai profitabil să investești direct energia de excitație nu în acele particule a căror radiație este dorită, ci în acelea care absorb cu ușurință această energie, nu o emit ei înșiși și renunță de bunăvoie la excitația lor. la particulele dorite.

Să trecem acum la o examinare directă a unui număr de lasere cu gaz. Să începem cu sistemele cu gaz atomic, un exemplu proeminent al cărora este laserul cu heliu-neon. Este bine cunoscut faptul că acest laser a fost, în esență, primul. Calculele și propunerile originale legate de laserele cu gaz, în principal datorită gradului mai mare de înțelegere pe care l-am discutat deja despre modelele de nivel de energie și condițiile de excitație într-un mediu cu gaz. Cu toate acestea, laserul rubin a fost primul care a fost creat datorită faptului că acest singur cristal a fost studiat cu atenție în spectroscopia radio EPR și a fost utilizat pe scară largă în electronica cuantică cu microunde pentru a crea amplificatoare cuantice paramagnetice (masere paramagnetice). Curând, la sfârșitul aceluiași an 1960, A. Javan,

Orez. 13.2. Schema de excitație a neonului și heliului într-o descărcare electrică (simbolurile săgeților sunt aceleași ca în Fig. 13.1). Este demonstrată posibilitatea unei populații în cascadă a nivelurilor de energie de neon.

W. Bennett și D. Harriot au creat un laser cu heliu-neon la o lungime de undă de 1,15 microni. Cel mai mare interes pentru laserele cu gaz a apărut după descoperirea generării unui laser heliu-neon la linia roșie de 632,8 nm în aproape aceleași condiții ca la prima lansare la o lungime de undă de 1,15 microni. Acest lucru a stimulat în primul rând interesul pentru aplicațiile laser. Raza laser a devenit un instrument.

Îmbunătățirile tehnice au dus la faptul că laserul cu heliu-neon a încetat să mai fie un miracol al tehnologiei de laborator și al artei experimentale și a devenit un dispozitiv de încredere. Acest laser este bine cunoscut, se ridică la înălțimea faimei sale și merită atenție.

Într-un laser cu heliu-neon, substanța de lucru este atomii de neon neutri. Excitarea se realizează prin descărcare electrică. În partea dreaptă a Fig. 13.2. Într-o descărcare electrică în timpul ciocnirilor cu electronii

nivelurile sunt entuziasmate. Nivelurile sunt metastabile, iar nivelul este de durată mai scurtă în comparație. Prin urmare, s-ar părea că o inversare a populațiilor de nivel ar trebui să apară cu ușurință în ceea ce privește . Acest lucru, cu toate acestea, este prevenit de nivelul metastabil. În spectrele multor atomi, inclusiv atomi de gaze inerte, există un nivel metastabil atât de lung. Fiind populat în ciocniri cu un electron, acest nivel nu permite nivelului să devină gol, ceea ce împiedică producerea inversării.

Este dificil să creezi o inversare în modul continuu în neon pur. Această dificultate, care este destul de generală în multe cazuri, este depășită prin introducerea unui gaz suplimentar în descărcare - un donator de energie de excitație. Acest gaz este heliu. Energiile primelor două niveluri metastabile excitate de heliu (Fig. 13.2) coincid destul de precis cu energiile nivelurilor de neon. Prin urmare, condițiile pentru transferul de excitație rezonantă conform schemei sunt bine realizate

La presiuni corect selectate de neon și heliu, condiție satisfăcătoare (13.7), este posibil să se realizeze o populație de unul sau ambele niveluri de neon care să fie semnificativ mai mare decât cea din cazul neonului pur și să se obțină o inversare a populațiilor. a acestor niveluri în raport cu nivelul.

Epuizarea nivelurilor laser inferioare are loc în procesele de coliziune, inclusiv coliziunile cu pereții tubului cu descărcare în gaz.

Subliniem că metoda de transfer de energie de la un gaz care nu funcționează direct, dar este ușor de excitat, la un gaz care nu acumulează energie de excitație, ci o emite ușor, care și-a găsit o largă aplicație în electronica cuantică a laserelor cu gaz, a fost implementat pentru prima dată într-un laser cu heliu-neon.

Să considerăm acum mai detaliat diagrama de nivel a atomilor neutri de heliu și neon (Fig. 13.3).

Cele mai joase stări excitate ale heliului corespund energiilor de 19,82 și 20,61 eV. Tranzițiile optice de la ele la starea fundamentală sunt interzise în aproximarea -bond valabilă pentru heliu. State și sunt stări metastabile cu o durată de viață de aproximativ . Prin urmare, acumulează bine energie atunci când sunt excitați de impactul electronilor.

Pentru neon este valabilă o conexiune pro-interval. În fig. În Figura 13.3, stările legate de o configurație sunt prezentate cu o linie groasă care evidențiază subnivelul de operare. Pentru identificarea nivelurilor se folosesc notațiile Paschen, cele mai utilizate în literatura existentă. Nivelurile sunt apropiate de nivelurile metastabile ale heliului 250 și 2%, deficitul energetic este aproximativ egal (rețineți că la 300 K

.) Starea are o durată de viață lungă datorită captării rezonante a radiațiilor datorită cuplării radiative cu starea fundamentală.

În neon, stările s au durate de viață mai lungi decât stările p. Acest lucru, în general, face posibilă obținerea unei inversiuni la tranziții Trebuie totuși avut în vedere că starea de neon este bine populată în descărcare și, dacă curenții de descărcare nu sunt prea mari, populația în trepte (în cascadă). a nivelurilor laser inferioare este posibilă în timpul tranzițiilor de la stare

Orez. 13.3. Diagrama nivelurilor inferioare de energie excitată de heliu și peon: săgeți drepte în sus - excitația heliului, săgeți ondulate - transferul energiei de excitație de la heliu la neon, săgeți drepte înclinate - radiație de la atomii de neon. Canalele de relaxare ale nivelurilor laser inferioare ale neonului nu sunt afișate.

Introducerea unei cantități relativ mari de heliu în descărcare, care asigură un canal intens pentru populația statelor externe neonului, înlătură restricțiile privind posibilitatea obținerii inversării în mod continuu. Din punct de vedere istoric, generația la tranziție a fost prima care a fost obținută. Puterea principală corespunde tranziției. Apoi inversarea tranzițiilor și a fost implementată.

Toate cele trei tipuri de generare au loc în aproximativ aceleași condiții de descărcare și au aceleași dependențe ale puterii de generare de parametrii de descărcare. În acest caz, este deosebit de importantă competiția generațiilor la valuri de 3,39 și 0,63 μm, care corespund tranzițiilor cu un nivel superior comun. Prin urmare, generația pe unul dintre aceste valuri slăbește generația pe celălalt dintre ele. Problema este complicată de diferența semnificativă a factorilor de câștig. Tranziția corespunde unui câștig în și, prin urmare, laserul este ușor de realizat în oglinzi simple, de exemplu din metal. Tranziție mult

mai capricios. Ii corespunde un mic castig in , care, in egala masura, nu poate concura cu castigul gigantic in . Prin urmare, pentru a obține lasering în regiunea vizibilă, un laser cu heliu-neon este echipat cu oglinzi de interferență dielectrică multistrat care au o reflectivitate mare doar la lungimea de undă necesară. Tranziția corespunde câștigului de generație realizat. folosind oglinzi dielectrice.

Laserul cu heliu-neon este un laser cu descărcare în gaz. Excitarea atomilor de heliu (și neon) are loc într-o descărcare luminoasă cu curent scăzut. În general, în laserele cu undă continuă pe atomi sau molecule neutre, plasma slab ionizată a coloanei pozitive a unei descărcări strălucitoare este cel mai adesea utilizată pentru a crea mediul activ. Densitatea de curent a descărcării luminoase este de . Puterea câmpului electric longitudinal este astfel încât numărul de electroni și ioni care apar într-un singur segment al golului de descărcare compensează pierderea particulelor încărcate în timpul difuziei către pereții tubului cu descărcare în gaz. Apoi coloana pozitivă a descărcării este staționară și omogenă. Temperatura electronului este determinată de produsul dintre presiunea gazului p și diametrul interior al tubului D. La temperaturi scăzute temperatura electronului este ridicată, la temperaturi ridicate este scăzută. Constanța valorii determină condițiile de asemănare a deversărilor. La o densitate constantă a numărului de electroni, condițiile și parametrii descărcărilor vor rămâne neschimbate dacă produsul este constant. Densitatea numărului de electroni din plasma slab ionizată a coloanei pozitive este proporțională cu densitatea curentului. sens .

Pentru regiunea de 3,39 µm (serie, cea mai puternică linie), nivelul laserului superior, așa cum sa menționat deja, coincide cu nivelul superior al liniei roșii de laser de 0,63 µm. Prin urmare, condițiile optime de descărcare se dovedesc a fi aceleași.

În cazuri foarte frecvente, atunci când același tub de descărcare de gaz sigilat este utilizat într-un laser heliu-neon cu oglinzi interschimbabile pentru funcționare în diferite game de lungimi de undă, unele valori de compromis sunt de obicei selectate într-o gamă destul de largă de parametri: diametrul tubului de descărcare a gazului 5-10 mm, raport presiuni parțiale 5-15, presiune totală 1 - 2 Torr, curent 25-50 mA.

Prezența unui diametru optim se datorează concurenței a doi factori. În primul rând, odată cu creșterea secțiunii transversale a mediului activ al laserului, toate celelalte lucruri fiind egale, probabilitatea dezintegrarii pe peretele capilar al metastelei capilarului tubului de descărcare în gaz crește, iar câștigul crește proporțional. Acesta din urmă apare atât din cauza creșterii probabilității de degradare a stării metastabile a neonului pe peretele capilar, cât și datorită creșterii cantității de heliu excitat (și, prin urmare, neon), și, prin urmare, câștigul menținând un produs constant, adică atunci când se realizează condiții pentru similitudinea descărcărilor strălucitoare atunci când diametrul tubului de descărcare în gaz se modifică.

Prezența unei densități optime de curent de descărcare se datorează apariției proceselor în cascadă precum

conducând la o scădere a inversării (vezi Fig. 13.2 și 13.3). Procesele de acest fel pot deveni semnificative și odată cu creșterea presiunii neonului, care, la rândul său, determină prezența unei presiuni optime.

Valorile caracteristice ale puterii de radiație ale laserelor cu heliu-neon ar trebui considerate zeci de miliwați în regiunile de 0,63 și 1,15 microni și sute de miliwați în regiunea de 3,39 microni. Durata de viață a laserelor, în absența erorilor de fabricație, este limitată de procesele de descărcare și se calculează în ani. În timp, compoziția gazului se modifică în descărcare. Datorită sorbției atomilor în pereți și electrozi, are loc un proces de „întărire”, scăderea presiunii și raportul presiunilor parțiale ale heliului și neonului se modifică.

Să ne oprim acum asupra problemei proiectării rezonatoarelor unui laser cu heliu-neon. O stabilitate mai mare pe termen scurt, simplitatea și fiabilitatea designului sunt obținute prin instalarea oglinzilor rezonatoare în interiorul tubului de descărcare. Cu toate acestea, cu acest aranjament, oglinzile se deteriorează relativ rapid la descărcare. Prin urmare, cel mai utilizat design este cel în care un tub cu descărcare în gaz, echipat cu ferestre situate la un unghi Brewster față de axa optică, este plasat în interiorul rezonatorului. Acest aranjament are o serie de avantaje - reglarea oglinzilor rezonatoare este simplificată, durata de viață a tubului de descărcare de gaz și a oglinzilor este mărită și înlocuirea lor este ușoară,

devine posibilă controlul rezonatorului și utilizarea unui rezonator dispersiv, selectarea modului etc.

În electronica cuantică, o întrebare importantă este lățimea liniei de tranziție de lucru (vezi cursul doi). Lărgirile naturale, de coliziune și Doppler sunt semnificative pentru laserele cu gaz. În cazul unui laser cu heliu-neon, formula (2.8) (unde prin durata de viață naturală a stării p a neonului și prin timpul t, raportat la starea s) dă valoarea lățimii naturale de linie MHz . Lărgirea colizională (formula (2.31) este determinată de presiunea gazului. Pentru atomii de neon, în ipoteza că secțiunea transversală a procesului de coliziune corespunzător este egală cu cea gaz-cinetică, la o presiune de ordinul MHz. Doppler lățimea liniei (formula (2.28) este determinată, în special, de lungimea de undă a radiației. Pentru linia 0,63 μm la 400 K, aceste formule sunt în acord cu datele experimentale. Din cele de mai sus reiese clar că în cazul unui heliu- laser neon, mecanismul principal care provoacă lărgirea liniei de emisie este efectul Doppler. Această lărgire este relativ mică și cu o astfel de linie este posibilă generarea pe un mod longitudinal, adică generarea cu o singură frecvență 15 cm, deși mic, dar fezabil din punct de vedere fizic (formula (10.21)).

Laserul cu heliu-neon este cel mai reprezentativ exemplu de lasere cu gaz. Radiația sa dezvăluie în mod clar toate proprietățile caracteristice ale acestor lasere, în special scufundarea Lamb, discutată în cursul unsprezece. Lățimea acestei adâncituri este apropiată de lățimea uneia dintre acele linii uniform lărgite, a căror combinație formează o linie Doppler neuniform lărgită. În cazul unui laser HeNe, această lățime uniformă este lățimea naturală. Deoarece , poziția înclinării Lamb (vezi Fig. 11.6) arată foarte precis poziția centrului liniei de tranziție de lucru. Curba prezentată în fig. 11.6, pentru că scufundarea Lamb este obținută experimental prin schimbarea lină a lungimii cavității unui laser monomod. În consecință, poziția minimului de dip poate fi utilizată cu feedback adecvat controlând lungimea rezonatorului pentru a stabiliza frecvența de generare a laserului. Acest lucru a dus la o stabilitate relativă și o reproductibilitate a frecvenței egale cu . Rețineți, totuși, că o stabilitate mai mare este obținută atunci când scufundarea este arsă nu în linia de câștig a mediului activ, ci în linia de absorbție a gazului rezonant. Pentru linia de generare, acest gaz este metan.

După ce am subliniat în concluzie că există o întreagă gamă de lasere cu gaz bazate pe atomi neutri, inclusiv atomi de gaz nobili, observăm că industria produce lasere cu heliu-neon într-o gamă largă.

Ca exemplu, luați în considerare proiectarea și principiul de funcționare al laserului heliu-neon utilizat în laboratorul nostru. Substanța de lucru este atomii de neon ( Ne). Se folosește pomparea electrică: un flux de electroni curge printr-un tub cu descărcare în gaz; Când electronii rapizi se ciocnesc cu atomii de neon, aceștia din urmă sunt excitați și electronii lor se deplasează la niveluri de energie mai înalte. Cu toate acestea, pentru atomii de neon, pomparea directă prin impactul electronilor s-a dovedit a fi insuficient de eficientă. Pentru a accelera transferul de energie, heliul este adăugat la neon ( El).

Circuitul de pompare este prezentat în fig. 4.2. Ca urmare a ciocnirilor cu electronii, atomii de heliu se deplasează de la nivelul solului la nivel 2 S. Acești atomi de heliu excitați se ciocnesc cu atomii de neon și le eliberează energia stocată. Ca rezultat, atomii de neon se deplasează de la nivelul solului la un nivel care este aproape de nivel 2 S heliu. Drept urmare, pe
nivelul de neon este creat de populație semnificativă. În același timp, nivelul
este slab populat, deoarece este curățat rapid din cauza tranzițiilor spontane la niveluri inferioare. La trecere
apare o populație inversă. Tranziția atomului de neon de la vârf
nivel la nivel inferior
rezultă radiații laser cu o lungime de undă
µm, care corespunde luminii roșii.

P Să existe un mediu în care se creează o populație inversă, adică. condiția (4.7) este valabilă. Într-un astfel de mediu, emisia stimulată este mai puternică decât absorbția. Prin urmare, mediul va amplifica lumina transmisă cu o frecvență ν (lungime de undă λ) , corespunzătoare tranziției între niveluri cu populație inversată (vezi formula (4.2)). Cu toate acestea, acest câștig este mic: într-un laser cu heliu-neon, lumina, care a trecut prin mediul activ în 1 m, amplificat numai de 2 %. Prin urmare, pentru a obține radiații strălucitoare, este necesar ca calea luminii în mediul activ să fie foarte lungă. Acest lucru se realizează folosind rezonator optic. Un mediu activ cu inversarea populației și o cavitate optică sunt cele două părți principale ale oricărui laser.

În fig. 4.3 prezintă schematic dispozitivul unui laser heliu-neon. În mijloc există un tub cu descărcare de gaz (GDT) cu un mediu activ - un amestec de heliu-neon. Presiunea parțială a heliului - 1 mmHg. ( 133 Pa), și neon - 0,1 mmHg. ( 13,3 Pa). Tubul are catod LAși anod A. Când catodul este încălzit și se aplică o tensiune înaltă între catod și anod, se poate menține o descărcare electrică luminoasă în gazele care umple tubul. În timpul descărcării, scăderea tensiunii anodului în tub ajunge 1,5 kV, curentul prin tub ajunge 30 mA. Când un curent trece printr-un amestec, în acesta are loc o inversare a populației.

Rezonatorul optic este format din două oglinzi de înaltă calitate Z1Și Z2(plată sau sferică), dintre care unul ( Z2) translucid. Oglinzile sunt instalate la capetele tubului de descărcare de gaze paralele între ele. Lumina, reflectată de oglinzile rezonatoare, trece în mod repetat prin tubul cu descărcare în gaz. Ca urmare, calea luminii în mediul activ este extinsă atât de mult încât amplificarea luminii atinge o valoare mare. Înainte de a începe generarea laserului, există o anumită cantitate de emisie spontană în mediu. Această radiație, reflectată de oglinzi, trece prin mediul activ de multe ori. La fiecare trecere este amplificată datorită radiației stimulate a mediului. Rezultatul este un fascicul laser strălucitor care iese dintr-o oglindă translucidă.

Cu toate acestea, doar o mică parte din emisia spontană va excita laserul. Un rezonator optic are o mare selectivitate: printre radiațiile spontane, selectează undele cu o anumită direcție de propagare. Într-adevăr, numai undele care se propagă de-a lungul axei optice a rezonatorului vor experimenta reflexii multiple. Emisia spontană, care vine în unghi față de axă, părăsește rezonatorul și nu participă la generarea laserului. Din acest motiv, laserul generează un fascicul de lumină îngust, cu divergențe reduse.

Radiația unui laser cu heliu-neon este polarizată eliptic. Acest lucru se datorează faptului că ferestrele tubului de evacuare a gazelor sunt instalate la unghiul Brewster
. Reflectarea luminii transmise de la ferestrele tubului cu descărcare în gaz suprimă generarea laserului. Prin instalarea ferestrelor la unghiul Brewster, ne asigurăm că lumina în care vectorul E oscilează în planul de incidență, trece prin fereastră practic fără reflexie. Ca rezultat, doar o astfel de lumină polarizată este generată de laser.

Astfel, un fascicul îngust de lumină roșie, polarizată eliptic, iese dintr-un laser cu heliu-neon. Această lumină este rezultatul emisiei stimulate. Alături de emisia stimulată, există și emisia spontană, care nu este polarizată și iese din laser în toate direcțiile. Această radiație nu participă la generarea laserului. Radiația laser spontană este mult mai slabă decât radiația stimulată, luminozitatea sa este aproximativ aceeași cu cea a unui tub convențional cu descărcare în gaz.

Trimiteți-vă munca bună în baza de cunoștințe este simplu. Utilizați formularul de mai jos

Studenții, studenții absolvenți, tinerii oameni de știință care folosesc baza de cunoștințe în studiile și munca lor vă vor fi foarte recunoscători.

Postat pe http://www.allbest.ru/

1. Introducere

2. Principiul de funcționare al laserelor

3. Laserele cu gaz

4. Laser cu heliu-neon

5. Laser heliu-neon tip LG-36a

6. Aplicarea laserului heliu-neon în medicină

7. Câteva informații despre laserele moderne cu heliu-neon

8. Lista referințelor utilizate

1. Introducere

Laserele sau generatoarele cuantice optice sunt surse moderne de radiație coerentă. Crearea lor a fost una dintre cele mai importante realizări ale fizicii din secolul al XX-lea. Laserele au găsit o aplicație destul de largă în aproape toate domeniile științei, precum și în tehnologie, medicină și afaceri militare.

Să ne aruncăm puțin în istorie:

Ideea de a studia descărcările de gaze de dragul observării emisiilor stimulate nu i-a venit nimănui în minte la începutul secolului al XX-lea - la urma urmei, oamenii de știință nu bănuiau încă existența acesteia.

În 1913, Albert Einstein a emis ipoteza că în interiorul stelelor, radiația ar putea fi generată sub influența fotonilor de forță. În lucrarea sa clasică „The Quantum Theory of Radiation”, publicată în 1917, Einstein nu numai că a dedus existența unei astfel de radiații din principiile generale ale mecanicii cuantice și termodinamicii, dar a demonstrat și că are aceeași direcție, lungime de undă, fază și polarizare. , adică conducând coerent radiația. Și zece ani mai târziu, Paul Dirac a fundamentat și generalizat cu strictețe aceste concluzii.

Primele experimente.

Activitatea teoreticienilor nu a trecut neobservată. În 1928, Rudolf Ladenburg, directorul departamentului de fizică atomică la Institutul de chimie fizică și electrochimie al Societății Kaiser Wilhelm, și studentul său Hans Kopfermann au observat experimental inversarea populației în experimente cu tuburi de neon. Dar emisia stimulată a fost foarte slabă și a fost dificil să o distingem de fundalul emisiei spontane.

Una dintre încercările de a crea un laser a fost o lucrare destul de serioasă legată de amplificarea semnalelor optice folosind emisie stimulată. Această lucrare a fost teza de doctorat a moscovitului Valentin Fabrikant, publicată în 1940. În 1951 V.A. Fabricant, F.A. Butaeva și M.M. Vudinsky a depus o cerere pentru inventarea unei noi metode de amplificare a radiației electromagnetice, bazată pe utilizarea unui mediu cu inversare a populației. Din păcate, această lucrare a fost publicată doar 8 ani mai târziu și a fost observată de puțini oameni, iar încercările de a construi un amplificator optic funcțional au fost inutile. Motivul pentru aceasta a fost lipsa unui rezonator.

Calea spre crearea unui laser a fost găsită nu de către optică, ci de către fizicienii radio, care au fost capabili de multă vreme să construiască generatoare și amplificatoare de oscilații electromagnetice folosind rezonatoare și feedback. Aceștia au fost destinați să construiască primii generatori cuantici de radiații coerente, dar nu lumină, ci microunde.

Posibilitatea creării unui astfel de generator a fost realizată pentru prima dată de profesorul de fizică de la Universitatea Columbia, Charles Towns. El a realizat că este posibil să construiască un generator de microunde folosind un fascicul de molecule având mai multe niveluri de energie. Pentru a face acest lucru, ele trebuie să fie separate de câmpuri electrostatice și de un fascicul de molecule excitate condus într-o cavitate metalică, unde vor merge la nivelul inferior, emițând unde electromagnetice. Pentru ca această cavitate să funcționeze ca un rezonator, dimensiunile sale liniare trebuie să fie egale cu lungimea undelor emise. Townes a împărtășit această idee cu studentul absolvent James Gordon și asistentul de cercetare Herbert Zeiger. Ei au ales ca mediu amoniacul, ale cărui molecule, la trecerea de la un nivel vibrațional excitat la nivelul solului, emit unde cu o lungime de 12,6 mm. În aprilie 1954, Townes și Gordon au lansat primul generator cuantic de microunde din lume. Townes a numit acest dispozitiv un maser.

La Laboratorul de oscilații al Institutului de Fizică al Academiei de Științe a URSS, cercetătorul senior Alexander Prokhorov și studentul său absolvent Nikolai Basov au lucrat pe aceeași temă. În mai 1952, la Conferința Întreaga Uniune pentru Spectroscopie Radio, au făcut un raport despre posibilitatea creării unui amplificator cuantic de radiație cu microunde care funcționează pe un fascicul de molecule de același amoniac. În 1954, la scurt timp după publicarea lucrării lui Townes, Gordon și Zeiger, Prokhorov și Basov au publicat un articol care a oferit o justificare teoretică pentru funcționarea unui astfel de dispozitiv. În 1964, Townes, Basov și Prokhorov au primit Premiul Nobel pentru această cercetare.

De la cuptorul cu microunde la lumină.

Deoarece lungimile de undă ale luminii sunt măsurate în zecimi de micron, fabricarea unui rezonator cu cavitate de asemenea dimensiuni a fost nerealistă. Probabil, posibilitatea de a genera lumină folosind rezonatoare macroscopice cu oglindă deschisă a fost realizată pentru prima dată de fizicianul american Robert Dicke, care a oficializat această idee într-o cerere de brevet în mai 1956. În septembrie 1957, Townes a schițat un plan pentru crearea unui astfel de generator într-un notebook și l-a numit un maser optic. Un an mai târziu, Townes, împreună cu Arthur Shavlov și independent de ei, Prokhorov, au publicat articole care conțineau justificări teoretice pentru această metodă de generare a luminii coerente.

Termenul „laser” în sine a apărut mult mai devreme. Această abreviere în limba engleză, Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation (tradus literal ca „amplificarea luminii folosind emisia stimulată de radiație”, deși laserele sunt de obicei numite nu amplificatoare, ci generatoare de radiații; înlocuirea cuvântului amplificare cu generare dă o combinație de sunet impronunciabil. lgser), a venit cu studentul absolvent al Universității Columbia, Gordon Gould, care a efectuat în mod complet independent o analiză detaliată a metodelor de producere a emisiilor stimulate în domeniul optic.

Primul laser de lucru a ieșit din mâinile lui Theodore Maiman, un angajat al Hughes Aircraft Corporation, care a ales rubinul ca mediu activ. Maiman și-a dat seama că atomii de crom separați de goluri mari nu puteau „străluci” mai rău decât atomii de gaz. Pentru a obține rezonanță optică, a depus un strat subțire de argint pe capetele paralele lustruite ale unui cilindru de rubin sintetic. Cilindrul a fost fabricat la comandă specială de către Union Carbide, care le-a luat cinci luni. Maiman a plasat o coloană de rubin într-un tub în spirală care a produs sclipiri strălucitoare de lumină. Pe 16 mai 1960, primul laser din lume a produs primul său fascicul. Și în decembrie același an, laserul cu heliu-neon, creat de Ali Javan, William Bennett și Donald Herriot, a intrat în funcțiune la Laboratoarele Bell.

Valoarea științifică și beneficiile practice ale laserelor au fost atât de evidente încât mii de oameni de știință și ingineri din diferite țări le-au preluat imediat. În 1961, primul laser din sticlă cu neodim a început să funcționeze în cinci ani, au fost dezvoltate diode laser semiconductoare, lasere cu coloranți organici, lasere chimice și lasere cu dioxid de carbon. În 1963, Zhores Alferov și Herbert Kremer au dezvoltat independent teoria heterostructurilor semiconductoare, pe baza căreia au fost create mai târziu multe lasere.

După cum am menționat mai sus, laserele au intrat în viața noastră și s-au instalat destul de bine în ea, ocupând o poziție bună în multe domenii ale științei și tehnologiei.

Mediile de lucru ale laserelor moderne sunt substanțe în diferite stări de agregare: gaze, lichide, solide.

Vreau să mă concentrez pe laserele cu gaz și să studiez mai detaliat un laser al cărui mediu activ este un amestec de heliu și neon.

medicament cu laser neon cu heliu de acțiune

2. Principiul de funcționare al laserelor

Știm că dacă unui atom situat la nivelul solului W 1 i se dă energie, atunci se poate deplasa la unul dintre nivelurile excitate (Fig. 1a). Dimpotrivă, un atom excitat se poate deplasa spontan la unul dintre nivelurile inferioare, emițând o anumită porțiune de energie sub forma unui cuantum de lumină (Fig. 1b). Dacă emisia de lumină are loc atunci când un atom trece de la nivelul de energie W m la nivelul de energie W n , atunci frecvența luminii emise (sau absorbite)

n mn = (W m - W n)/h.

Tocmai aceste procese de radiații spontane apar în corpurile încălzite și în gazele luminoase. Încălzirea sau descărcarea electrică transferă unii dintre atomi într-o stare excitată; trecând în stări inferioare, emit lumină. În procesul de tranziții spontane, atomii emit lumină independent unul de celălalt. Cuantele de lumină sunt emise haotic de atomi sub formă de trenuri de unde. Trenurile nu sunt în concordanță între ele în timp, adică. au o fază diferită. Prin urmare, emisia spontană este incoerentă.

Odată cu emisia spontană a unui atom excitat, există o emisie forțată (sau indusă): atomii excitați emit sub influența unui câmp electromagnetic extern care variază rapid, cum ar fi lumina. Se dovedește că sub influența unei unde electromagnetice externe, atomul emite o undă secundară, a cărei frecvență, polarizare, direcție de propagare și fază coincid complet cu parametrii undei externe care acționează asupra atomului. Este ca și cum unda externă este copiată (Fig. 1c). Conceptul de radiație stimulată a fost introdus în fizică de A. Einstein în 1916. Fenomenul de radiație stimulată face posibilă controlul radiației atomilor cu ajutorul undelor electromagnetice și în acest fel generarea și amplificarea luminii coerente.

Pentru a face acest lucru practic, trebuie îndeplinite trei condiții.

1. Este necesară rezonanța - coincidența frecvenței luminii incidente cu una dintre frecvențele n mn ale spectrului atomului. Natura însăși s-a ocupat de îndeplinirea condiției de rezonanță, deoarece Spectrele de emisie ale atomilor identici sunt absolut identice.

2. O altă condiție este legată de populația de diferite niveluri. Odată cu emisia stimulată de lumină de către atomii aflați la nivelul superior al lui W m, se produce și absorbția rezonantă de către atomii care locuiesc la nivelul inferior al lui W n. Un atom situat la nivelul inferior W n absoarbe o cuantă de lumină, deplasându-se la nivelul superior W m .

Absorbția rezonantă împiedică generarea de lumină.

Dacă un sistem de atomi va genera sau nu lumină, depinde de ce atomi sunt mai mulți în substanță. Pentru ca generarea să aibă loc, este necesar ca numărul de atomi de la nivelul superior N m să fie mai mare decât numărul de atomi de la nivelul inferior N n între care are loc tranziția.

Desigur, poți folosi doar acea pereche de niveluri între care este posibilă o tranziție, pentru că nu toate tranzițiile între oricare două niveluri sunt permise de natură. În condiții naturale, la un nivel mai ridicat la orice temperatură există mai puține particule decât la un nivel mai scăzut. Prin urmare, în orice corp, indiferent cât de puternic este încălzit, absorbția luminii va prevala asupra radiației în timpul tranzițiilor forțate.

Pentru a excita generarea de lumină coerentă, este necesar să se ia măsuri speciale pentru ca dintre cele două niveluri selectate, cel superior să fie mai populat decât cel inferior. O stare a materiei în care numărul de atomi dintr-unul dintre nivelurile cu energie mai mare este mai mare decât numărul de atomi din nivelul cu energie mai mică se numește activă sau o stare cu inversare a populației (inversare).

Astfel, pentru a excita generarea de lumină coerentă, este necesară inversarea populației pentru acea pereche de niveluri, tranziția între care corespunde frecvenței de generare.

3. A treia problemă care trebuie rezolvată pentru a crea un laser este problema feedback-ului. Pentru ca lumina să controleze emisia atomilor, este necesar ca o parte din energia luminoasă emisă să rămână în interiorul substanței de lucru tot timpul, ca să spunem așa, pentru „reproducție”, provocând emisia forțată de lumină prin tot mai multe noi atomi. Acest lucru se face cu ajutorul oglinzilor. În cel mai simplu caz, substanța de lucru este plasată între două oglinzi, dintre care una are un coeficient de reflexie de aproximativ 99,8%, iar a doua (ieșire) - aproximativ 97-98%, ceea ce poate fi realizat doar prin utilizarea acoperirilor dielectrice. . O undă de lumină emisă în orice loc ca urmare a unei tranziții spontane a unui atom este amplificată de emisia stimulată pe măsură ce se propagă prin substanța de lucru. După ce a ajuns la oglinda de ieșire, lumina va trece parțial prin ea. Această parte a energiei luminoase este emisă de laser spre exterior și poate fi utilizată. O parte din lumina reflectată de oglinda translucidă de ieșire dă naștere unei noi avalanșe de fotoni. Această avalanșă nu va diferi de cea anterioară datorită proprietăților de emisie stimulată.

În acest caz, ca în orice rezonator, condiția de rezonanță este satisfăcută numai pentru acele unde pentru care un număr întreg de lungimi de undă se potrivește pe calea optică dublă din interiorul rezonatorului. Condițiile cele mai favorabile sunt pentru propagarea undelor de-a lungul axei rezonatorului, ceea ce asigură o directivitate extrem de mare a radiației laser.

Îndeplinirea condițiilor descrise nu este încă suficientă pentru a genera un laser. Pentru ca generarea de lumină să aibă loc, câștigul în substanța activă trebuie să fie suficient de mare. Trebuie să depășească o anumită valoare numită prag. Într-adevăr, lăsați o parte din fluxul de lumină incident pe oglinda de ieșire să fie reflectată înapoi. Câștigul la dublul distanței dintre oglinzi (o trecere) trebuie să fie astfel încât energia luminoasă returnată în oglinda de ieșire să nu fie mai mică decât data anterioară. Abia atunci unda de lumină va începe să crească de la trecere la trecere. Dacă nu este cazul, atunci în timpul celei de-a doua treceri oglinda de ieșire va ajunge la mai puțină energie decât în ​​momentul precedent, în timpul celei de-a treia - chiar mai puțin etc. Procesul de atenuare va continua până când fluxul luminos se stinge complet. Este clar că cu cât coeficientul de reflexie al oglinzii de ieșire este mai mic, cu atât câștigul de prag trebuie să aibă substanța de lucru mai mare. Astfel, în lista surselor de pierderi, oglinzile sunt pe primul loc.

Deci, să formulăm pe scurt condițiile necesare pentru a crea o sursă de lumină coerentă:

· aveți nevoie de o substanță de lucru cu populație inversată. Numai atunci se poate realiza amplificarea luminii prin tranziții forțate;

· substanța de lucru ar trebui să fie plasată între oglinzile care oferă feedback;

· câștigul dat de substanța de lucru, ceea ce înseamnă că numărul de atomi sau molecule excitați din substanța de lucru trebuie să fie mai mare decât valoarea de prag, care depinde de coeficientul de reflexie al oglinzii de ieșire.

Când sunt îndeplinite aceste trei condiții, obținem un sistem capabil să genereze lumină coerentă, numit laser.

3. Laserele cu gaz

Gaz se numesc lasere in care mediul activ este un gaz, un amestec de mai multe gaze sau un amestec de gaze cu vapori de metal.

Caracteristicile mediului activ gazos.

Mediul din laserele cu gaz are câteva proprietăți remarcabile. În primul rând, numai mediile gazoase pot fi transparente într-un interval spectral larg de la regiunea UV de vid a spectrului până la undele IR, în esență domeniul de microunde. Ca rezultat, laserele cu gaz funcționează pe o gamă largă de lungimi de undă.

Mai departe. În comparație cu solidele și lichidele, gazele au o densitate semnificativ mai mică și o omogenitate mai mare. Prin urmare, fasciculul de lumină din gaz este mai puțin distorsionat și împrăștiat. Acest lucru facilitează atingerea limitei de difracție a divergenței radiației laser. La densități mici, gazele sunt caracterizate prin lărgirea Doppler a liniilor spectrale, a căror mărime este mică în comparație cu lățimea liniei de luminescență în materia condensată. Acest lucru facilitează obținerea unei radiații monocromatice ridicate de la laserele cu gaz.

După cum se știe, pentru a satisface condițiile de autoexcitare, câștigul în mediul activ în timpul unei treceri a cavității laser trebuie să depășească pierderile. În gaze, absența pierderilor de energie nerezonantă direct în mediul activ facilitează îndeplinirea acestei condiții. Este dificil din punct de vedere tehnic să produci oglinzi cu pierderi vizibil mai mici de 1%. Prin urmare, câștigul trebuie să depășească 1%. Ușurința relativă de a îndeplini această cerință în gaze, de exemplu prin creșterea lungimii mediului activ, explică disponibilitatea unui număr mare de lasere cu gaz într-o gamă largă de lungimi de undă.

În același timp, densitatea scăzută a gazelor împiedică formarea unei densități atât de mari de particule excitate, care este caracteristică solidelor.

Prin urmare, producția de energie specifică a laserelor cu gaz este semnificativ mai mică decât cea a laserelor cu materie condensată.

Specificitatea gazelor se manifestă și în varietatea diferitelor procese fizice utilizate pentru a crea inversarea populației. Acestea includ excitația în timpul coliziunilor într-o descărcare electrică, excitația în procese gaz-dinamice, excitația chimică, pomparea optică (radiația laser), excitarea fasciculului de electroni.

Într-un laser, care va fi discutat mai detaliat mai târziu în această lucrare, excitarea este efectuată printr-o descărcare electrică.

4. Laser cu heliu-neon

Laserul cu heliu-neon a fost primul laser continuu în care radiația cu o lungime de undă de 1,15 μm apare ca urmare a tranzițiilor între nivelurile 2S și 2P ale atomilor de Ne.

Mai târziu, alte tranziții în Ne au fost folosite pentru a obține lasering la λ = 0,6328 μm și la λ = 3,39 μm.

Acțiunea poate fi explicată folosind Fig. 3 Într-un amestec de gaze care conține de obicei heliu (1 mmHg) și neon (0,1 mmHg), se creează o descărcare de curent continuu sau o descărcare de înaltă frecvență.

Fig.3

Electronii accelerați de un câmp electric transformă atomii de heliu în diferite stări excitate. În timpul relaxării normale în cascadă a atomilor excitați la starea fundamentală, mulți dintre ei se acumulează în niveluri metastabile de lungă durată 2(3)S 2(1)S a căror durată de viață este de 10 -4 și, respectiv, 5*10 -6 secunde. Deoarece aceste niveluri metastabile coincid aproape ca energie cu nivelurile 2S și 3S din Ne, ele pot transfera excitația atomilor de Ne. A fi în starea fundamentală și a face schimb de energie cu ei. O mică diferență de energie (? 400 cm -1 în cazul nivelului 2S) se transformă în energia cinetică a atomului după ciocnire. Acesta este mecanismul principal de pompare din sistemul He-Ne.

1. Generare la o lungime de undă de 0,6328 μm. Nivelul laser superior este unul dintre nivelurile 3S ale neonului, în timp ce cel inferior aparține grupului 2P. Nivelul inferior 2P se dezintegra radiativ cu o constantă de timp de aproximativ 10 -8 s. într-o stare 1S de lungă durată. Acest timp este mult mai scurt decât durata de viață (10 -7 s) a nivelului laser 3S superior. Astfel, condiția pentru inversarea populației în tranziția 3S-2P este îndeplinită.

Nivelul 1S este important. Atomii sunt reținuți pe acesta în timpul tranzițiilor radiative de la nivelul laser inferior 2P datorită duratei de viață lungi a acestui nivel. Atomii în starea 1S se ciocnesc cu electronii de descărcare și sunt excitați înapoi la nivelul laser 2P inferior. Acest lucru reduce inversiunea. Atomii din stările 1S se relaxează înapoi la starea fundamentală, în principal la ciocniri cu peretele tubului de descărcare. Din acest motiv, câștigul la joncțiunea de 0,6328 µm crește odată cu scăderea diametrului tubului.

2. Generare la o lungime de undă de 1,15 µm. Nivelul laser superior al neonului 2S este pompat prin ciocniri rezonante (adică, cu conservarea energiei interne) cu nivelul metastabil 2 3 S de heliu. Nivelul inferior este același ca în timpul laserului la tranziția de 0,6328 μm, ceea ce duce, de asemenea, la dependența populației nivelului 1S de neon de coliziunile cu pereții.

3. Generare la o lungime de undă de 3,39 µm. Este cauzată de tranzițiile 3S-3P în atomii de neon. Acum nivelul laser superior este același ca în timpul laserului, la o lungime de undă de 0,6328 μm. La această tranziție, câștigul optic pentru semnalul mic 1 atinge aproximativ 50 dB/m. Acest câștig mare se explică parțial prin durata de viață scurtă a nivelului 3P, ceea ce face posibilă crearea unei inversiuni mari. Datorită câștigului mare la această tranziție, laserul la o lungime de undă de 3,39 μm interferează cu laserul la o lungime de undă de 0,6328 μm. Acest lucru se datorează faptului că condițiile de prag sunt mai întâi atinse pentru joncțiunea de 3,39 µm. Odată ce se întâmplă acest lucru, saturația câștigului începe să interfereze cu orice creștere suplimentară a populației la nivel 3S. La laserele cu o lungime de undă de 0,6328 microni, aceștia combat acest lucru prin introducerea unor elemente suplimentare în fasciculul optic, de exemplu, ferestre Brewster din sticlă sau cuarț, care absorb puternic radiația cu o lungime de undă de 3,39 microni și transmit radiații la 0,6328 microni. În acest caz, nivelul prag de pompare pentru laser la λ = 3,39 μm devine mai mare decât nivelul pentru laser la 0,6328 μm.

Vorbim despre amplificarea unei unde foarte slabe care se propagă prin regiunea de descărcare în interiorul unei cavități laser într-o singură trecere. Într-un laser, câștigul de trecere este redus prin saturație până când devine egal cu pierderea de trecere.

5. GLaser heliu-neon tip LG-36a

Într-un laser cu heliu-neon, amestecul de gaz de lucru este situat într-un tub cu descărcare în gaz (Fig. 4), a cărui lungime poate ajunge la 0,2-1 m.

Tubul este realizat din sticlă sau cuarț de înaltă calitate. Puterea de generare depinde semnificativ de diametrul tubului. O creștere a diametrului duce la o creștere a volumului amestecului de lucru, ceea ce contribuie la creșterea puterii de generare. Cu toate acestea, pe măsură ce diametrul tubului crește, temperatura electronilor a plasmei scade, ceea ce duce la o scădere a numărului de electroni capabili să excite atomii de gaz. Ceea ce în cele din urmă reduce puterea de generare. Pentru a reduce pierderile, capetele tubului de descărcare în gaz sunt închise cu plăci plan-paralele, care nu sunt situate perpendicular pe axa tubului, ci astfel încât normala la această placă să facă un unghi i B =arctg n (n-refracție). indicele materialului plăcii) cu axa tubului, numită unghi Brewster. Particularitatea reflectării unei unde electromagnetice de la interfața dintre diferite medii la un unghi i B este utilizată pe scară largă în tehnologia laser. Instalarea ferestrelor de ieșire ale celulei cu mediul activ la unghiul Brewster determină în mod unic polarizarea radiației laser. Pentru radiațiile polarizate în planul de incidență, pierderile în cavitate sunt minime. Desigur, această radiație polarizată liniar este instalată în laser și este predominantă.

Tubul cu descărcare în gaz este plasat într-un rezonator optic, care este format din oglinzi cu un strat de interferență. Oglinzile sunt fixate în flanșe, al căror design permite rotirea oglinzilor în două planuri reciproc perpendiculare în timpul ajustării prin rotirea șuruburilor de reglare. Amestecul de gaz este excitat prin aplicarea tensiunii de înaltă frecvență de la sursa de alimentare la electrozi. Sursa de alimentare este un generator de înaltă frecvență care generează oscilații electromagnetice cu o frecvență de aproximativ 30 MHz și o putere de câteva zeci de wați.

Laserele cu gaz sunt alimentate cu curent continuu la o tensiune de 1000-2000 V, obtinuta cu ajutorul redresoarelor stabilizate. În acest caz, tubul de descărcare în gaz este echipat cu un catod și un anod încălzit sau rece. Pentru a aprinde o descărcare în tub, se folosește un electrod, căruia i se aplică o tensiune de impuls de aproximativ 12 kV. Această tensiune se obține prin descărcarea unui condensator de 1-2 µF prin înfășurarea primară a unui transformator de impulsuri.

Avantajele laserelor cu heliu-neon sunt coerența radiației lor, consumul redus de energie (8-10 W) și dimensiunile reduse. Principalele dezavantaje sunt randamentul scazut (0,01-0,1%) si puterea de iesire redusa, care nu depaseste 60 mW. Aceste lasere pot funcționa, de asemenea, în modul în impulsuri, dacă pentru excitare este utilizată o tensiune de impuls de mare amplitudine cu o durată de câteva microsecunde.

6. AplicațieLaser li-neon în medicină

După cum am menționat mai sus, laserul cu heliu-neon are o aplicație largă. În această lucrare, vreau să iau în considerare utilizarea acestui laser în medicină. Și anume, utilizarea laserului heliu-neon pentru a restabili și îmbunătăți performanța umană.

Laserele sunt folosite în medicină de mai bine de 20 de ani. În această perioadă, cercetarea folosind radiația laser s-a dezvoltat într-un domeniu specializat al științei medicale și biologice, care include două domenii principale: distrugerea țesutului leziunilor patologice prin radiații laser relativ puternice și efecte de biostimulare prin radiații cu energie scăzută.

Studiile au arătat că laserul cu heliu-neon are un efect stimulant asupra organismului viu, ajută la curățarea rănilor de microorganisme și accelerează epitelizarea, îmbunătățește indicatorii funcționali ai sistemului nervos central și circulația cerebrală la pacienții cu hipertensiune arterială; determină încetarea sau scăderea durerii la pacienții cu osteocondroză spinală.

Mulți cercetători au arătat că energia adusă de radiația laser este „necesară” în cazul în care este determinată de nevoile de autoreglare a condiției umane. Acest lucru dă dreptul de a crede că radiațiile laser nu sunt de natură iritante, stimulatoare, ci normalizatoare, non-dopaje.

Să aruncăm o privire mai atentă asupra cercetării efectuate de Candidatul la Științe Medicale, conf. univ. T.I. Dolmatova, G.L. Shreiberg, candidat la științe biologice, profesor asociat N.I. Geamăn al Academiei de Stat de Cultură Fizică din Moscova a Institutului de Cercetare a Culturii Fizice din Rusia. Au expus local un fascicul laser la puncte biologic active (BAP) de pe suprafața corpului. Un laser cu heliu-neon a fost folosit pe BAP în sport pentru a studia procesele de recuperare după exerciții fizice și efectele radiațiilor. Radiația laser a fost efectuată de un aparat AG-50, a cărui lungime de undă a fost de 632 A, puterea de radiație a fost de 10 mV și aria de iradiere a fost de 0,5 cm2; puncte de iradiere - "he-gu" 2, "ju-san-li", timpul de iradiere - 2,0 minute pentru fiecare punct simetric, timpul total de expunere - 10 minute, procedura a fost efectuată zilnic timp de 10 zile.

Sportivii au fost iradiați cu un laser cu heliu-neon înainte de activitatea fizică. În a 5-a zi, au observat o recuperare mai bună după exerciții fizice și, de asemenea, au tolerat mai bine antrenamentele cu greutăți mari. Până în a 10-a zi de expunere la laserul cu heliu-neon, starea de bine a sportivilor a rămas bună, s-au antrenat cu plăcere și au tolerat bine sarcina. De asemenea, au fost expuși la laser în perioada de recuperare, imediat după efort, studiile au arătat că refacerea, relaxarea, somnul bun au avut loc mai repede decât fără expunere la radiații, s-a produs o scădere a ritmului cardiac și o scădere a tensiunii arteriale maxime și minime.

Astfel, toți sportivii care au primit iradiere cu laser cu heliu-neon au avut o creștere mai pronunțată a performanței sportive în timpul ciclului de antrenament, iar recuperarea a fost semnificativ mai bună decât fără expunere la radiații.

Punctul He-gu este situat în partea de sus a pliului între arătător și degetul mare.

7. Câteva informații despre bufnițecurea lasere heliu-neon

Cele mai comune sunt tuburile He-Ne cu plasmă sigilate cu oglinzi încorporate și surse de alimentare de înaltă tensiune. Laserele de laborator He-Ne cu oglinzi exterioare există și sunt scumpe.

lungimi de undă:

· Roșu 632,8 nm (care arată de fapt ca portocaliu-roșu) este acum cel mai comun.

Portocaliu 611,9 nm

Galben 594,1 nm

Verde 543,5 nm

· IR 1523,1 nm (există și ele, dar sunt mai puțin eficiente și deci mai scumpe pentru aceeași putere a fasciculului).

Calitatea fasciculului:

Exceptional de ridicat. Radiația de ieșire este bine colimată fără optică suplimentară și are o lungime de coerență excelentă (de la 10 cm la câțiva metri sau mai mult). Majoritatea tuburilor mici funcționează într-un singur mod transversal (TEM00).

Putere de iesire:

De la 0,5 la 35 mW (cel mai comun), există 250 mW și mai mult.

Câteva aplicații:

Setari si masuratori din fabrica; numărarea și analiza celulelor sanguine; îndrumarea și observarea medicală în timpul operațiunilor (pentru lasere de mare putere); Imprimare, scanare și digitizare de înaltă rezoluție; Scanere de coduri de bare; metrologia interferenței și măsurarea vitezei; măsurători și monitorizare fără contact; optică generală și holografie; spectacole cu laser; Laser Disk și alte dispozitive de stocare a datelor.

Preț:

De la 25 la 5000 de dolari sau mai mult in functie de marime, calitate, stare (nou sau nu).

Avantaje:

Ieftin, piese disponibile pe scară largă, fiabile, de lungă durată.

8. Bibliografie

1. N.V. Karlov Prelegeri de fizică cuantică. 314s.

2. A. S. Lasere Boreysho: Design și acțiune. Sankt Petersburg 1992. 214 p.

3. A. Yariv Introducere în electronica optică. „Școala superioară” Moscova 1983. 398 p.

4. Yu V. Bayborodin Fundamentele tehnologiei laser. „Școala superioară” 1988. 383 p.

Postat pe Allbest.ru

Documente similare

Caracteristicile generale ale unui laser cu heliu-neon, proiectarea acestuia și calcularea parametrilor principali: câștig de mediu activ, curent optim, lungimea cavității, raza fasciculului în talie, suprafața efectivă a secțiunii transversale a fasciculului, puterea și eficiența pompei.

test, adaugat 24.07.2013


Baza principiului de funcționare al laserelor. Clasificarea laserelor și principalele lor caracteristici. Utilizarea laserului în marcarea produselor. Metoda de excitare a substanței active. Divergența fasciculului laser. Gama de lungimi de unda. Domenii de aplicare a laserului.

munca de creatie, adaugata 24.02.2015


Teoria măsurătorilor de absorbție atomică: emisia și absorbția luminii, conceptul de linie de absorbție și coeficient de absorbție, conturul liniei de absorbție. Principiul funcționării laserului. Descrierea funcționării unui laser cu heliu-neon. Laserele colorante organice.

rezumat, adăugat 10.03.2007


Crearea unui generator cuantic optic sau a unui laser este o mare descoperire în fizică. Principiul de funcționare al laserelor. Emisia stimulata si spontana. Laser cu gaz, semiconductor continuu, gaz-dinamic, rubin. Domenii de aplicare a laserelor.

prezentare, adaugat 13.09.2016


Istoria creării laserului. Principiul funcționării laserului. Unele proprietăți unice ale radiației laser. Aplicarea laserelor în diverse procese tehnologice. Utilizarea laserelor în industria de bijuterii și în tehnologia computerelor. Puterea fasciculelor laser.

rezumat, adăugat 17.12.2014


Un laser este un generator cuantic care emite în intervalul de radiații vizibile și infraroșii. Diagrama dispozitivului laser și principiul funcționării acestuia. Moduri de funcționare temporare ale dispozitivului, frecvența de alimentare cu energie. Aplicarea laserelor în diferite ramuri ale științei și tehnologiei.

rezumat, adăugat 28.02.2011


Concept, clasificarea laserelor după caracteristici, caracteristicile parametrilor principali, avantajele acestora. Motive pentru proiectarea laserelor cu oglinzi exterioare. Descrierea proceselor fizice în descărcările de gaze care contribuie la crearea unui mediu activ.

rezumat, adăugat 13.01.2011


Caracteristicile materialelor semiconductoare și surselor de radiații. Conectarea sursei la fibră. Design de lasere monomodale, caracteristici ale laserelor DBR. Calculul parametrilor unui laser multimod cu o cavitate Fabry-Perot. Diode emițătoare de lumină (LED-uri).

rezumat, adăugat 06.11.2011


Proiectarea și scopul unui laser simplu cu stare solidă; sunt făcute din rubine, molibdate și granate. Familiarizarea cu proprietățile optice ale cristalelor și caracteristicile de generare a luminii. Determinarea caracteristicilor energetice ale unui laser pulsat.

rezumat, adăugat 10.12.2011


Familiarizarea cu istoria creării generatoarelor de radiații electromagnetice. Descrierea circuitului electric și studiul principiilor de funcționare a unui laser semiconductor. Luarea în considerare a modalităților de utilizare a unui laser pentru a influența materia și a transmite informații.

Laserul He-Ke este, fără îndoială, cel mai semnificativ dintre | toate laserele cu gaz inert. Generarea aici este realizată prin tranziții ale atomului de neon, iar heliul este adăugat amestecului de gaz pentru a crește eficiența de pompare. Acest laser emite la multe lungimi de undă? unde, dintre care cea mai cunoscută este linia cu k = 633 nm (roșu). Mijlocul celorlalte linii este verde la o lungime de undă k = 543 nm și două linii în domeniul IR cu k = 1,15 și 3,39 μm. Un laser cu heliu-non-ion, care generează la o tranziție cu o lungime de undă k = 1,15 μm, a fost primul laser cu gaz, în plus, generarea laser continuă a fost demonstrată pentru prima dată. g1

Smochin. Figura 10.1 prezintă o diagramă simplificată a nivelurilor de energie ale atomilor He și Ke. Nivelurile nu sunt indicate după aproximare! Folosim conexiunea Russell-Sanders, unde prima cifră indică numărul cuantic principal al unui nivel dat. Astfel, starea 1x5 este responsabilă?*| Aceasta corespunde cazului în care ambii electroni ai atomului He sunt în starea 1* cu spini direcționați opus. Stările 235 și 2^ corespund situației în care unul dintre cei doi electroni este aruncat în starea 2^ și spinul său este, respectiv, paralel sau antiparalel cu spinul celuilalt electron. Pe de altă parte:
neonul are un număr atomic de 10 și folosește o serie de moduri de a desemna nivelurile de energie, cum ar fi notațiile Paschen sau Cancer. Cu toate acestea, pentru simplitate, ne vom limita la a desemna doar configurația electronică pentru fiecare nivel corespunzător. Astfel, starea fundamentală a neonului este notată ca 1822822p6, în timp ce stările excitate prezentate în figură corespund situației în care un electron 2p este aruncat într-un 8- (38-, 48-OR 5v) SAU excitat - (3P" sau 4p) De asemenea, trebuie remarcat faptul că, datorită interacțiunii cu cei cinci electroni care rămân în orbitalii 2p, aceste stări 8 și p sunt împărțite în 4 și, respectiv, 10 subniveluri.

Din fig. 10.1 este evident că în atomul He nivelurile 23В și 2*В sunt aproape de rezonanță cu stările 4$ și 5В ale atomului N6. Deoarece nivelurile 2Sv și 2*v sunt metastabile (tranzițiile în -> în sunt interzise în aproximarea dipolului electric; și, în plus, tranziția 23v -> 2xv este interzisă și din punctul de vedere al modificărilor în multiplicitate, adică în spin), atomii Nu în aceste stări se dovedesc a fi un mijloc foarte eficient pentru excitarea nivelurilor 4b și 58 ale atomilor Lie (prin transfer de energie rezonantă). S-a constatat că într-un laser He-Ke tocmai acest mecanism de excitare este dominant în obținerea inversării populației, deși pomparea, în plus, poate fi efectuată și datorită ciocnirilor electronilor cu atomii de Ge. Deoarece nivelurile 4b și 6b ale atomului Eu pot fi destul de puternic populate, ele sunt bine potrivite pentru rolul nivelurilor superioare ale tranzițiilor laser. Ținând cont de regulile de selecție, se poate observa că posibilele tranziții aici sunt tranziții la stările p. Mai mult, trebuie remarcat că timpul de relaxare a 8 stări (t8 = 100 ns) este cu un ordin de mărime mai mare decât timpul de relaxare al stărilor p (tr = 10 ns), astfel, condiția generarii continue (7.3). .1) este satisfăcută. În cele din urmă, trebuie remarcat faptul că probabilitatea de excitare de la starea fundamentală la nivelurile 3p și 4p (datorită impactului electronului), datorită secțiunilor transversale de interacțiune mai mici, se dovedește a fi semnificativ mai mică decât probabilitățile corespunzătoare de excitare la nivelurile 4" și 58. Cu toate acestea, așa cum se va vedea mai jos, excitația directă la nivelurile 3p și 4p are, de asemenea, un efect semnificativ asupra funcționării laserului.

Din cele de mai sus rezultă că laserul în neon poate fi de așteptat între 58 sau 48 de niveluri (jucând rolul de niveluri laser superioare) și niveluri 3p sau 4p, care pot fi considerate niveluri laser inferioare. În fig. Figura 10.1 prezintă unele dintre cele mai importante tranziții laser care apar între aceste stări. Pentru tranziții cu lungimi de undă foarte diferite (ξk > 0,2A), fiecare tranziție specifică la care va avea loc generarea este determinată de lungimea de undă la care este „acordat” coeficientul maxim de reflexie al oglinzii dielectrice multistrat (vezi Fig. 4.9). Tranzițiile laser sunt lărgite în principal datorită efectului Doppler. De exemplu, pentru tranziția roșie He-Me (X = 633 nm în vid și X = 632,8 nm în aer), lărgirea Doppler duce la faptul că lățimea acestei linii este de ordinul a ~1,5 GHz (vezi și exemplul 2.6). Pentru comparație, din expresia (2.5.13) putem estima mărimea lărgirii intrinseci: Ауа1 = 1/(2пх) = 19 MHz, unde

Proprietățile spectroscopice ale tranzițiilor laser, precum și compoziția amestecului de gaze în unele dintre cele mai comune lasere atomice și ionice cu gaz Tip laser Pe vapori de cupru Argon Lungime de undă [nm] Secțiune transversală de tranziție Durata de viață a stării superioare [nu] Durata de viață a stării inferioare [nu] Lățime de linie [GHz] Presiunea parțială a amestecului de gaze [mm Hg. Artă.]

T-1 = t’1 + Tp1, a și tp sunt durata de viață a stărilor 8-ir, respectiv. Lărgirea asociată proceselor de coliziune se dovedește a fi chiar mai mică decât propria lărgire (de exemplu, pentru Ke pur avem Duc = 0,6 M1^ la o presiune p = 0,5 mm Hg; vezi exemplul 2.2). Unele proprietăți spectroscopice ale tranziției laser corespunzătoare lungimii de undă 633 ted sunt date în tabel. 10.1.

În fig. Figura 10.2 prezintă proiectarea de bază a unui laser He-N. Descărcarea emană între anodul în formă de inel și un catod mare în formă de tub. În acest caz, ionii pozitivi se ciocnesc cu acest catod. Pe cea mai mare parte a lungimii tubului, descărcarea se formează în capilar și numai în această regiune se realizează o inversare mare a populației. Volumul total mare de gaz care înconjoară capilarul acționează ca un rezervor pentru reumplerea amestecului He-N din capilar. În cazul în care este necesar să se obțină radiație polarizată ca ieșire de la un laser, o placă este plasată în interiorul tubului la un unghi Brewster. Oglinzile laser sunt lipite direct în capetele tubului cel mai des folosit<
ical, deoarece este ușor de reglat, este foarte stabil în ceea ce privește dezalinierea și oferă cu ușurință laser pe modul TEM00. Singurul dezavantaj al acestei configurații este că nu utilizează pe deplin volumul descărcării de plasmă, deoarece dimensiunea punctului de mod pe o oglindă plată este mult mai mică decât pe una concavă. Totuși, dacă în fig. 10.2, oglinda plată este plasată în stânga, apoi regiunea cu o dimensiune mai mică a spotului pentru modul TEM00 aproape emisferic va fi în afara capilarului, adică în regiunea inversării scăzute.

Una dintre cele mai caracteristice caracteristici ale laserului He-Ke este că puterea sa de ieșire nu crește monoton odată cu creșterea curentului de descărcare, ci atinge un maxim și apoi scade. Prin urmare, laserele He-Ke produse comercial sunt prevăzute cu o sursă de alimentare proiectată doar pentru curent optim. Prezența unei valori optime de curent, adică densitatea curentului J care curge prin capilar, se datorează (cel puțin pentru tranzițiile de 0,633 și 3,39 μm) faptului că la densități mari de curent, dezactivarea stărilor metastabile (23В și 21Г) atomului He apare nu numai din cauza ciocnirilor cu pereții, ci și în timpul coliziunilor superelastice, de exemplu:

El(215) + e -> El(11c) + e (10.2.1)

Deoarece viteza acestui proces este proporțională cu densitatea electronică E și, prin urmare, J, rata totală de dezactivare poate fi scrisă ca k2 + **7. În această expresie, k2 este o constantă care caracterizează dezactivarea datorată ciocnirilor cu pereții, iar k&1 (unde &3 este, de asemenea, un număr constant) reprezintă rata proceselor asociate coliziunilor superelastice (10.2.1). Pe de altă parte, viteza de excitație poate fi scrisă ca &1C/, unde kx este din nou o constantă. În condiții staționare, putem scrie = (k2 + k#1)I*, unde - nas

Densitatea stării fundamentale a atomului He, iar LG* este populația stării excitate 215. Valoarea de echilibru a populației nivelului 2X£ este dată de expresia:

Къ+кГ (10.2.2)

Din care se poate observa că la densități mari de curent are loc saturația populației. Deoarece populația de echilibru a stării 6b a atomului N6 este determinată de transferul de energie aproape rezonantă din starea 2^, populația nivelului laser superior 5b va fi, de asemenea, saturată cu creșterea densității de curent *1 (Fig. 10.3) . Pe de altă parte, s-a descoperit experimental că, în absența laserului, populația nivelului laser inferior (3p sau 4p) continuă să crească liniar cu creșterea J (Fig. 10.3) datorită pompării directe a atomilor de Ge din starea fundamentală și tranzițiile radiative în cascadă de la nivelurile superioare ale laserului.

Astfel, pe măsură ce densitatea curentului de descărcare crește, diferența de populație și odată cu aceasta puterea de ieșire crește până la o anumită valoare optimă și apoi scade.

Pe lângă valoarea optimă indicată a densității de curent, laserul He-Ne are și alți parametri optimi de funcționare. În special, acestea includ:

■ valoarea optimă a produsului dintre presiunea totală a gazului p şi diametrul tubului B (p!) = 3,6 - 4 mm Hg. Artă. * mm). Existența unei valori optime de pB indică prezența unei temperaturi optime a electronilor (vezi Secțiunea 6.4.5);

■ raportul optim dintre presiunea parțială a gazului He și presiunea gazului Ge (~5:1 pentru lungimea de undă X = 632,8 nm și -9:1 pentru X = 1,15 μm);

■ valoarea optimă a diametrului capilar (P = 2 mm). Acest lucru poate fi explicat

Firul este după cum urmează: la o valoare constantă de p£>, adică la o temperatură constantă a electronilor, numărul tuturor proceselor de excitație (datorită impactului electronului) este pur și simplu redus la numărul de atomi care pot fi excitați; și întrucât ambele găuri laser superioare și inferioare nu sunt populate, în cele din urmă, de impactul electronilor, populațiile lor și, prin urmare, câștigul laserului, sunt direct proporționale cu presiunea p, sau valoarea lui I) -1, cu un produs constant. p £> . Pe de altă parte, pierderile de difracție ale cavității laser vor crește pe măsură ce parametrul I scade și astfel se poate obține: diametrul capilar optim prin optimizarea câștigului net (câștig minus pierderea de difracție).)

Conform dependenței prezentate în fig. 10.3, puterea găurii nevăzute*|

Nivelul este de obicei mic (la optimizarea parametrilor laser, puterea de ieșire la lungimea de undă X = 633 nm se dovedește a fi în intervalul 1-10 mW pentru lungimi de tub de la 20 la 50 cm, în timp ce puterea de ieșire la tranziția verde este de obicei cu un ordin de mărime mai mic. Eficiența laserului He -Y pe toate tranzițiile laser se dovedește a fi foarte scăzută (< 10_3). Главной причиной столь низкого КПД является мала# величина квантовой эффективности лазера. Действительно, из рис. 10.1 вид - ; но, что каждый элементарный процесс накачки требует затраты энергии около 20 эВ, в то время как энергия лазерного фотона не превышает 2 эВ.)

Pe de altă parte, prezența unei linii de câștig foarte înguste într-un astfel de laser este un avantaj evident la obținerea laserului într-un singur mod. Într-adevăr, dacă lungimea rezonatorului este suficient de mică! (b< 15-20 см), генерацию на одной продольной моде можно с легкостью реа* лизовать путем тонкой подстройки длины резонатора (например, с помощью пьезокерамического устройства), добиваясь, таким образом, совпадения час­тоты моды с центром контура усиления (см. раздел 7.8.2.1). В одномодовом Не-Ке лазере можно обеспечить очень высокую степень стабилизации часто­ты [Ду/у = 10"11 - г-1012] по провалу Лэмба с помощью опорной частоты (на­пример, интерферометра Фабри-Перо с большой величиной резкости), и еще лучшую степень стабилизации можно обеспечить при использовании обра­щенного провала Лэмба с применением поглощающей ячейки, содержащей элемент 12912 (для перехода на длине волны 633 нм).

Laserele He-N care generează la tranziția roșie sunt încă utilizate pe scară largă în multe zone în care este necesară o radiație coerentă de putere redusă în domeniul vizibil (de exemplu, pentru reglarea dispozitivelor sau citirea codurilor de bare). Majoritatea supermarketurilor și a altor puncte de vânzare cu amănuntul folosesc lasere hexagonale roșii pentru a citi informațiile conținute în codul de bare al fiecărui produs. Totuși, aici principala competiție pentru laserele He-Ke vine de la laserele semiconductoare care emit în gama roșie, care se dovedesc a fi mai compacte și mult mai eficiente. Cu toate acestea, laserele verzi Hex, datorită faptului că lumina verde este mult mai bine percepută de ochi, sunt din ce în ce mai folosite în alinierea instrumentelor, precum și în citometria celulară. În acest ultim caz, apar următoarele: celule separate (de exemplu, globule roșii), colorate cu fluorocromi adecvati, curg rapid printr-un capilar pe care este focalizat fasciculul laser He-N, după care celulele colorate pot fi detectate prin semnalele de împrăștiere sau fluorescență corespunzătoare. În plus, laserele He-N cu o singură frecvență sunt adesea folosite în aplicații de metrologie (de exemplu, în dispozitive de măsurare a distanței de interferență foarte precise) și în holografie.

Un laser cu gaz este un dispozitiv legat de generatoarele cuantice optice.

Elementul principal al unui laser continuu cu heliu-neon este un tub cu descărcare în gaz T(Figura 1), având un catod K încălzit și un anod A. Tubul este umplut cu un amestec de heliu ( Nu) (presiune parțială Nu 1 mmHg st) și neon ( Ne) (presiune parțială Ne 0,1 mmHg Sf). Diametrul interior al tubului este de 1...10 mm, lungime de la câteva zeci de centimetri până la 1,5...3 m Capetele tubului sunt închise cu geamuri plane-paralele sau din cuarț P 1 și P 2, instalate. la un unghi Brewster față de axa sa. Pentru radiațiile polarizate liniar cu un vector electric în planul de incidență, coeficientul de reflexie din acestea este zero. Prin urmare, ferestrele Brewster asigură polarizarea liniară a radiației laser și elimină pierderile de energie atunci când lumina se propagă din zona activă către oglinzi și înapoi. Tubul este plasat într-un rezonator format din oglinzi B 1 și B 2 cu o acoperire dielectrică multistrat. Astfel de oglinzi au o reflexie foarte mare în domeniul spectral de operare și practic nu absorb lumina. Debitul oglinzii prin care iese predominant radiația laser este de obicei de 1...2%, cealaltă - mai puțin de 1%.

Electrozii tubului li se aplică o tensiune de 1...2 kV. Cu un catod încălzit și o tensiune specificată, o descărcare electrică strălucitoare poate fi menținută în gazele care umplu tubul. Descărcarea strălucitoare creează condiții pentru apariția inversării populației de nivel în neon. Puterea curentului tipic într-o descărcare de gaz este de zeci de miliamperi.

Radiația vizibilă a descărcării este produsă de neon, dar excitarea atomilor necesară pentru aceasta se realizează cu ajutorul atomilor de heliu. Imagine schematică simplificată a nivelurilor de energie atomică NuȘi Ne prezentat în figura 2.

Din cauza ciocnirilor cu electronii, atomii Nu intra într-o stare excitată (2 3 Sși 2 1 S). Aceste niveluri sunt metastabile cu energii de 19,82 și, respectiv, 20,61 eV. Tranziția radiativă spontană de la aceste niveluri la nivelul principal este interzisă conform regulilor de selecție, i.e. se întâmplă cu probabilitate foarte mică.

Figura 2

Durata de viață a unui atom la nivelurile 2 1 Sși 2 3 S este mare în comparație cu durata de viață la niveluri excitate obișnuite, așa că mulți atomi se acumulează la aceste niveluri metastabile Nu. Dar neon nivelurile 3 Sși 2 S practic coincid cu nivelurile metastabile 2 1 Sși 2 3 S heliu. Din acest motiv, atunci când atomii excitați se ciocnesc Nu cu atomi Ne apar tranziții atomice Neîntr-o stare excitată cu transfer rezonant de energie de la atomii de heliu la atomii de neon.

Procesul de excitare a atomilor Ne reprezentat de săgeți punctate orizontale (Figura 2). Ca urmare a concentrației atomilor de neon la nivelurile 3 Sși 2 S crește puternic și apare o populație inversă de niveluri de energie față de nivelul 2 R. În tub este creat un mediu activ format din atomi Ne, care au o populație inversă de niveluri de energie a electronilor.

Emisia spontană a atomilor individuali excitați duce la propagarea în mediul activ a fotonilor corespunzători tranzițiilor electronice în atomii de neon de la nivelurile 3 S la nivelurile 2 P.

Sub influența câmpului electromagnetic al fotonilor care se propagă în descărcare (emiși mai întâi spontan de atomii de neon excitați), are loc emisia coerentă indusă a altor atomi de neon excitați, adică. mediu activ care umple tubul laser. Creșterea masivă a acestui proces este asigurată de trecerea repetată a radiațiilor între oglinzi ÎN 1 și ÎN 2 rezonatoare, ceea ce duce la formarea unui flux indus puternic de radiație laser coerentă direcționată. Lățimea unghiulară minimă a unui fascicul de lumină laser este determinată de difracția asociată cu limitarea secțiunii transversale a fasciculului, adică numai cu proprietățile ondulatorii ale luminii. Această circumstanță cea mai importantă distinge o sursă laser de orice altă sursă de lumină.

4 DISPOZITIVE ȘI ACCESORII

1 Laser cu gaz LG78.

2 Banc optic.

3 Sursa de alimentare.

4 Rețeaua de difracție.

5 plăci de sticlă cu microparticule pulverizate între ele.

6 Ecran cu scară milimetrică.

5 Lucrul cu un laser cu gaz

Porniți comutatorul de comutare „Rețea”. Comutatorul „Reglarea curentului” este setat în poziția de lucru de către profesor sau asistent de laborator. Este strict interzisă transferarea lui într-o altă poziție.

Când lucrați cu un laser, rețineți că expunerea la radiațiile laser directe în ochi este periculoasă pentru vedere .

Prin urmare, atunci când lucrați cu un laser, lumina acestuia este observată după reflectarea pe un ecran cu o suprafață de împrăștiere.

6 ORDINEA DE PERFORMANCE

Exercitiul 1

Măsurarea lungimii de undă a radiației laser folosind

rețeaua de difracție

Direcționalitatea și coerența spațială a radiației laser îi permit să fie utilizat într-un număr de măsurători fără colimare preliminară.

Configurația pentru acest exercițiu include un laser, un evaluator cu o rețea de difracție și un ecran cu o scară milimetrică pentru observarea modelului de difracție (Figura 3).

Figura 3

Rețeaua de difracție este instalată perpendicular pe axa fasciculului de lumină care iese din laser. Pentru a face acest lucru, erupția luminii reflectată din planul rețelei trebuie îndreptată exact spre mijlocul ferestrei de ieșire laser, adică. obțineți coincidența razului de lumină care iese din laser și reflectarea acestuia din planul rețelei.

Datorită naturii monocromatice a radiației laser, pe ecran sunt observate multe spectre de difracție care nu se suprapun de diferite ordine pozitive și negative. Aceste spectre formează o serie de dungi roșii pe ecran, repetând secțiunea transversală a fasciculului de lumină primar incident pe rețea.

Ecranul este instalat perpendicular pe fasciculul de lumină, iar ordinele spectrelor sunt plasate simetric față de zeroul scării ecranului.

Distanța dintre spectrele de difracție și spectrul de ordin zero trebuie înțeleasă ca distanța dintre centrele spectrelor observate (fâșii).

Lungimea de undă este calculată folosind formula

Unde d- constantă de rețea (în cazul nostru d= 0,01 mm);
- unghiul de difracție;

k- ordinea spectrului;

l este lungimea de undă a radiației laser.

Figura 4

Unghiul de difracție se determină din relație

(2)

unde este distanța dintre maximele stânga și dreapta ale ordinului k;

L- distanța de la planul rețelei de difracție la planul ecranului (Figura 4).

Înlocuind (2) în (1), obținem

Procedura de realizare a exercitiului 1

1 Măsurați distanța în spectrul primului ( k= 1), secunda ( k= 2) și a treia ( k= 3) ordine de mărime la diferite distanțe ale ecranului de rețeaua de difracție.

2 Introduceți rezultatele măsurătorii în tabelul 1.

3 Calculați lungimea de undă corespunzătoare radiației laser.

tabelul 1

Ordinea spectrului k	L, m	X k, m	l Sunt	, m	Dl Sunt	, m		Dl, m	e, %

Prelucrarea datelor experimentale

1 Calculați lungimea de undă pentru fiecare măsurătoare folosind formula (3).

2. Calculați media unde n- numărul de măsurători.

3 Calculați erorile absolute ale măsurătorilor individuale

5 Setați valoarea de fiabilitate a (după instrucțiunile profesorului).

6 Determinați folosind tabelul Student și calculați limitele intervalului de încredere

7 Calculați eroarea relativă Utilizați valoarea valorii găsite l în calculele necesare în exercițiul următor.

Exercițiul 2

Difracția Fraunhofer a radiației laser

pe particule mici rotunde

Fascicul laser monocromatic, bine colimat și coerent spațial face posibilă observarea directă a difracției luminii de către particulele rotunde.

Pentru ca unghiurile de difracție ale particulelor să fie semnificative, dimensiunea particulelor trebuie să fie mică. Cu toate acestea, dacă o particulă mică este plasată într-un fascicul de lumină, atunci modelul de difracție care i se oferă pe un ecran de la distanță va fi dificil de observat, deoarece imaginea va fi proiectată pe un fundal luminos creat de partea din fascicul de lumină care nu a suferit difracție.

Pentru a obține un model de difracție clar vizibil, trebuie să plasați o mulțime de particule identice situate aleatoriu pe calea fasciculului de lumină. Într-adevăr, deoarece difracția Fraunhofer este studiată, orice particulă individuală, indiferent de poziția sa în planul secțiunii transversale al fasciculului de lumină, produce aceeași distribuție a luminii difractate.

În prezența simultană a multor particule în secțiunea transversală a fasciculului, distribuția unghiulară a luminii difractate creată de fiecare particulă separat nu este perturbată dacă nu există un efect de interferență sistematic între fasciculele de lumină difractate de diferite particule.

Dacă particulele sunt situate aleatoriu în planul secțiunii transversale al fasciculului de lumină, atunci, datorită probabilității egale a tuturor valorilor fazelor undelor difractate în direcții diferite, vor fi doar intensitățile fasciculelor de lumină difractate de diferite particule. aduna. Model de difracție de la N particulele vor crește în intensitate în N timpi comparativ cu modelul de difracție al unei particule individuale, fără a-i schimba structura. Această împrejurare este utilizată în experimentul de față.

Instalarea rămâne aceeași ca în exercițiul 1, dar în loc de un grătar de difracție, pe evaluator este instalat un dorn cu plăci de sticlă, între care particule de licopodiu (spori de plante de mușchi de mușchi), care sunt bile de aproximativ aceeași dimensiune mică, sunt pulverizate.

Pe ecran, după pornirea laserului, puteți observa un sistem de inele de difracție concentrice de lumină și întuneric care înconjoară cercul luminos.

Raze de colț a i inelele întunecate respectă următoarele relații:

Raze de colț a i inele luminoase

(5)

Unde r- raza particulei care a cauzat difracția luminii.

Valori sina i sunt calculate din condiție

(6)

Unde D i- diametrul liniar al inelului de difracție corespunzător de pe ecran;

L- distanta de la placa de sticla la ecran.

Procedura de realizare a exercitiului 2

și prelucrarea datelor experimentale

1 Măsurați diametrele primului ( D 1) și al doilea ( D 3) inele întunecate la distanțe diferite L. Introduceți rezultatele în tabel. 2.

2 Construiți un grafic de dependență D=f(L) pentru fiecare dintre minimele de difracție, i.e. D 1 = f(L)Și D 3 = f(L).

3 Determinați tangentele unghiurilor de difracție corespunzătoare primului și celui de-al doilea inel întunecat folosind formula (6) și valoarea medie a razei particulelor folosind relațiile (4).

4 Determinați eroarea de măsurare. Scrieți rezultatul final în formular r = <r> ± r> (m).

5 Trageți concluzii din lucrare.