6.3.3. Молекулярные газовые лазеры

Эти лазеры используют переходы между энергетическими уровнями молекулы. В зависимости от типа участвующего в ге­нерации перехода молекулярные лазеры можно разделить на следующие три класса. Во-первых, это лазеры на колебательно-вращательных переходах. В таких лазерах используются пере­ходы между колебательными уровнями одного и того же элек­тронного .состояния (основного состояния). Разница энергий ме­жду уровнями перехода такого типа (см. разд. 2,9) означает, что эти лазеры генерируют в среднем и далеком ИК-Диапазонах (5—300 мкм). В настоящее время наиболее важное значение из этого класса лазеров имеет С0₂-лазер, генерирующий на длине волны 10,6 или 9,5 мкм. Следует^омянуть и другие при­меры: СО-лазер (Кж 5мкм) и химический HF-лазер (К» 2,7—

_{3,3 мкм). Во-вторых, лазеры на электронно-колебательных}

(вибронных) переходах. В таких лазерах используются пере­ходы между колебательными уровнями различных электронных состояний. В этом случае длина волны генерации обычно попа­дает в УФ-область спектра. Наиболее интересный пример этой категории лазеров — азотный (Я = 337 нм). Отдельный класс лазеров, который можно было бы отнести к вибронным лазе­рам, составляют эксимерные лазеры. В этих лазерах исполь­зуются переходы между различными электронными состояниями специальных молекул (эксимеров) с длиной волны излучения, как правило, в УФ-диапазоне. Однако эксимерные лазеры ис­пользуют не только переходы между связанными состояниями (связанно-связанные переходы), но и (на самом деле даже

чаще) переходы между связанным верхним состоянием и основ­ным состоянием, в котором атомы отталкиваются друг от друга (связанно-свободные переходы). Поэтому целесообразно рас­сматривать эти лазеры как самостоятельную категорию. В-третьих, лазеры на чисто вращательных переходах. В них ис­пользуются переходы между различными вращательными уров­нями одного и того же колебательного состояния (как правило,

возбужденного колебательного уровня основного электронного состояния). Соответствующая длина волны генерации попадает

в дальний ИК-диапазон (25 мкм - 1 мм). Поскольку эти ла­зеры на чисто вращательных переходах играют менее важную роль, чем остальные категории, в последующих разделах не бу­дем их рассматривать. В этой связи мы ограничимся тем заме­чанием, что в лазерах данного типа труднее получить генера­цию, так как релаксация между вращательными уровнями про­исходит, как правило, с очень большой скоростью. Поэтому такие лазеры обычно накачивают оптически, используя выходное излучение другого лазера (как правило, С0₂-лазера). Оптиче­ская накачка возбуждает данную молекулу (например, CH₃F, 1 = 496 мкм) на вращательный уровень, принадлежащий неко­торому колебательному состояиию выше основного уровня. По­

еле этого генерация осуществляется на переходах между вра­щательными уровнями данного верхнего колебательного состоя-

_ния.

^{6.3.3. L СОглазер [16, 17]}

В этом лазере используется специальная смесь газов С0₂, N2 и Не. Генерация происходит на переходе между двумя колеба- тельными уровнями молекулы СОг, а азот и гелий, как мы пока- жем ниже, значительно повышают КПД лазера. СО яв- ляется одним из самых мощных лазеров (от газодинамического СОг-лазера получены выходные мощности порядка 80 кВт) и одним из наиболее эффективных (дифференциальный КПД 15— 20 %) • Лишь полупроводниковые и СО-лазеры имеют более вы- сокие КПД.

Симметричная Деформационная Асимметрична* ЛиктамОг мода ваттная мода

3000

₃

?20ОО

_ао'в)

_то

_о¹_-

V=0

На рис. 6.14 приведены схемы энергетических уровней основ­ных электронных состояний молекул С0₂ и N2. Поскольку N₂ -

двухатомная молекула, она имеет лишь одну колебательную

моду; на рисунке показаны два нижних уровня (v = 0, v= 1). Структура энергетических уровней молекулы С0₂ более слож­ная, поскольку эта молекула является трехатомной. Здесь мы имеем три невырожденные колебательные моды (рис. 6.15), а именно: I) симметричную валентную моду, 2) деформационную моду и 3) асимметричную .валентную моду. Поэтому колеба­ния молекулы описываются тремя квантовыми числами п\_% п% и п₃, которые определяют число квантов в каждой колеба­тельной моде. Таким образом, соответствующий уровень обо­значается этими тремя квантовыми числами, записываемыми в последовательности щ, «2, Яз- Например, уровень Ol'O соответ­ствует¹) колебанию, деформационная мода (мода 2) которого имеет один колебательный квант. Поскольку из трех типов ко­лебаний моде 2 соответствует наименьшая постоянная упругости (колебания являются поперечными), рассматриваемый уровень имеет наименьшую энергию. Генерация происходит на переходе

_{О С О}

с ш о <|) О ^ _{о с о}

Рис. 6.15. Три фундаментальные моды колебаний молекулы С0₂: v, — сим­метричная валентная мода, v₂ — деформационная мода, v»— асимметричная

валентная мода.

между уровнями 00° 1 и 10°0 (Я, ~ 10,6 мкм), хотя можно полу­чить генерацию также и на переходе между уровнями 00° 1 и 02°0(Х«9,6мкм).

Накачка на верхний лазерный уровень 00° 1 происходит очень эффективно благодаря следующим двум процессам.

а) Непосредственные столкновения с электронами. Оче­видно, основной тип непосредственного столкновения, который следует рассмотреть, имеет вид е + СОг(ООО) -*-е + СОо(001). Сечение столкновения с электроном для данного процесса очень велико и намного превышает соответствующее сечение возбу­ждения уровней 100 и 020. Возможно, это связано с тем, что переход 000 —>- 001 оптически разрешен, в то время как переход, например 000-►••100, не является таковым. Заметим, кроме того, что прямой электронный удар может приводить также к возбуж­дению верхних (О, О, п) колебательных уровней молекулы С0₂. Однако молекула С0₂ быстро релаксирует с этих верхних со­стояний в состояние (001) посредством околорезонансных столк­новений типа ²>

*> Верхний индекс, стоящий справа при квантовом числе, соответствую­щем деформационной моде (будем обозначать этот индекс через /), возни­кает из-за" того, что в рассматриваемом случае деформационная мода яв­ляется дважды вырожденной; колебание может происходить как в плоско­сти рис. 6.15, так и в плоскости, перпендикулярной ей. Следовательно, де­формационное колебание представляет собой "определенную комбинацию этих двух колебаний, которая описывается верхним индексбм /; точнее говоря, lh и представляет собой угловой момент этого колебания относительно оси молекулы С0₂. Например, в состоянии 02°0 (I = 0) два вырожденных коле­бания комбинируются таким образом, что угловой момент Ш = 0.

²⁾ Процесс релаксации, в котором колебательная энергия отдается в виде колебательной энергии другой молекуле того же или иного сорта, обычно называется «VV-релакгандтеп»

С0₂ (0, 0, п) + СО* (0, 0, 0) -»С0₂ (0, 0, п - 1) + С0₂ (О, О, 1). (6.6)

Данный процесс приводит к релаксации всех возбужденных мо­лекул в состояние (О, О, 1). Действительно, благодаря этому про­цессу сразу достигается термализация колебательной энергии между состоянием (О, О, 1) и верхними колебательными состоя­ниями, и колебательную систему можно характеризовать коле­бательной температурой Т_г. Заметим, что наиболее вероятным является столкновение возбужденной и невозбужденной моле­кулы, поскольку большинство молекул С0₂ в газовой смеси все же находятся в Основном состоянии,

б) Резонансная передача энергии от молекулы N2. Этот про­цесс имеет также большую эффективность благодаря тому, что разница энергий между возбужденными уровнями двух молекул невелика (Д£=18 си-¹). Кроме того, очень эффективным яв­ляется процесс возбуждения молекулы N2 из основного состоя­ния на уровень v = 1 при столкновениях с электронами, причем уровень v. = 1 является метастабильным. В самом деле, переход 1-кО запрещен для электродипольнрго излучения, поскольку I? силу симметрии молекула N—N не может обладать полным ди-польным моментом. Наконец, более высокие колебательные уровни молекулы N₂ находятся почти в резонансе (А£ < kT) с соответствующими уровнями молекулы С0₂ (вплоть до уровня <Ю°4), а переходы между возбужденными уровнями ООя и 001 молекулы С0₂ происходят с очень большой скоростью за счет процесса (6.6).

Рассмотрим теперь следующий вопрос, а именно релаксацию верхнего и нижнего лазерных уровней. С этой целью заметим, что, хотя переходы 00° 1 10°0, 00° 1 ->02°0, 10°0 —01°0 и 02°0-*01°0 оптически разрешены, соответствующие времена ре­лаксации Тспонт Для спонтанного излучения очень велики (на­помним, что Тспонт ~ 1/v³). Поэтому релаксация различных ука­занных уровней в большей мере определяется столкновениями. В соответствии с этим время релаксации верхнего лазерного уровня %_s можно определить по формуле типа

l/i_s—^L ^atPif (6.7)

где — парциальные давления, а д.—постоянные, характери­зующие каждую компоненту газовой смеси в разряде. Рассма­тривая, например, случай, когда полное давление смеси равно 15 мм рт. ст. (при парциальных давлениях С0₂: N₂: Не в отно­шении 1:1:8), мы находим, что время жизни верхнего лазер­ного уровня %$ & 0,4 мс. Что касается скорости релаксации ниж­него уровня, то прежде всего заметим, что вероятность перехода 100-* 020 очень велика и этот переход происходит даже в изо­лированной молекуле. Действительно, разность энергий этих двух уровней много меньше kT. Кроме того, эти состояния вза­имодействуют друг с другом {резонанс Ферми), поскольку де­формационное колебание стремится изменить расстояние между атомами кислорода (т. е. вызывает симметричное растяжение). При этом за счет околорезонансных процессов столкновения с молекулами со, в основном состоянии уровни 10°0 и 02°0 эф­фективно взаимодействуют с уровнем 01Ю (W-релаксация):

СО₂(10°0) + С0₂ (00°0)^ С0₂ (01 '0) + С0₂(01¹0) + АЕ, (6.8а) С0₂ (02%) + СО^ОСЮ) ->■ С0₂ (01'0) + 00^(01 '0) + АЕ'. (6.86)

Вероятность этих двух процессов очень большая, поскольку АЕ и АЕ' много меньше kT. Следовательно, населенности трех уров­ней 10°0, 02°0 и 01*0 достигают теплового равновесия за очень короткое время. Это равносильно утверждению, что населенно­сти этих уровней можно описать колебательной температурой Т₂. В общем случае температура Т₂ отличается от Т[. Поэтому нам остается найти скорость релаксации с уровня (НЮ на ос­новное состояние 00°0. Если бы она была небольшой, то это вы­звало бы накопление молекул на уровне 01*0 во время генера­ции лазера, а затем накопление населенности на уровнях 10°0 и 02°0, поскольку уровень 01Ю находится с последними в тепло­вом равновесии. Таким образом, произошло бы замедление про­цесса релаксации всех тлзех уровней, т. е, в общем процессе ре­лаксации переход 01*0 —^ 00°0 представлял бы собой «узкое сто». В связи с этим важно изучить вопрос о времени жизни уровня OV0. Заметим, что, поскольку переход 01¹0 —^00°0 обла­дает наименьшей энергией среди всех молекул, присутствующих в разряде, релаксация с уровня 014) может происходить только путем передачи этой энергии в энергию поступательного движе­ния сталкивающихся частиц (VT-релаксация). Из теории столк­новений нам известно, что энергия с большей вероятностью пе­редается более легким атомам, т. е. в нашем случае гелию. Это означает, что время жизни уровня снова определяется выраже­нием типа (6.7), причем коэффициент a_t для Не много больше, чем для остальных частиц. При тех же парциальных давлениях, что и в рассмотренном выше примере, время жизни составляет около 20 мкс. Из только что проведенного обсуждения следует, что это же значение времени жизни имеет и нижний лазерный уровень. За счет того, что время жизни верхнего лазерного со­стояния намного больше, населенность будет накапливаться на верхнем лазерном уровне и условие непрерывной генерации так­же выполняется. Заметим, что наличие гелия приводит и к дру­гому важному эффекту; за счет своей высокой теплопроводно­сти гелий способствует поддержанию низкой температуры С0₂ за счет отвода теплоты к стенкам газоразрядной трубки. Низ­кая температура поступательного движения С0₂ необходима для того, чтобы избежать заселения нижнего лазерного уровня за счет теплового возбуждения, поскольку разность энергий между уровнями в действительности сравнима с kl. Таким образом, благоприятное воздействие, которое оказывают на лазер N₂ и Не, объясняется тем, что N₂ способствует заселению верхнего лазерного уровня, а Не — обеднению нижнего.

Из представленного выше рассмотрения ясно, что генерация в С02-лазере может осуществляться на переходе либо (00°1) -+ ->(10°0) (Х= 10,6 мкм), либо (00°1)->(02°0) (К=9,6 мкм). Поскольку сечение первого перехода больше, а верхний уровень один и тот же, генерация, как правило, происходит на переходе 00°1-^10°0. Для получения генерации на линии 9,6 мкм в резо­натор для подавления генерации на линии с-наибольшим усиле­нием помещается соответствующее частотно-селективное устрой­ство (часто применяется система, изображенная на рис. 5.4,6).

До сих пор в нашем обсуждении мы пренебрегали тем фактом, что как верхний, так и нижний лазерный уровни на самом деле

состоят из многих близко расположенных вращательных уров­ней. Соответственно и лазерный переход может состоять из не­скольких равноотстоящих колебательно-вращательных перехо­дов, принадлежащих Р- или /?-ветвям (см. рис. 2.28), причем Р-ветвь дает наибольшее лазерное усиление. Для полноты кар­тины следует также учесть тот факт, что благодаря больцмаиов-скому распределению населенности между вращательными уров­нями наибольшую населенность имеет вращательный уровень У = 21 верхнего 00°1 состояния (рис. 6.16) ^!). На самом деле

генерация фактически будет происходить на колебательно-вра­щательном переходе с наибольшим усилением, т. е. начинаю­щемся с самого населенного уровня. Это происходит потому, что скорость термализации вращательных уровней в С0₂-лазере Г~ 10⁷ с^-1 • (мм рт. ст.)—Ч больше, чем скорость уменьшения

населенности (за счет спонтанного и вынужденного излучения)

того вращательного уровня, с которого происходит лазерная ге­нерация. Поэтому в генерации лазера на вращательном пере­ходе с максимальным усилением будет принимать участие полная населенность всех вращательных уровней. Следовательно, поды­тоживая наше обсуждение, можно сказать, что генерация в С0₂-

^!) Заметим, что в силу симметрии заселяются лишь уровни с нечетными значениями /.

лазере при нормальных условиях возникает на линии Р (22) [т. е. (/'=21)~>(/" = 22)1 перехода (00°1)-*(10°0). Другие ли­нии того же самого перехода, а также линии, принадлежащие

переходу (00°1)~~>(02°0), можно выделить с помощью схемы, приведенной, например, на рис. 5.4,6 (расстояние между генери­рующими вращательными линиями в С0₂-лазере составляет около 2 см^-1).

Основной вклад в ширину линии С0₂-лазсра дает эффект Доплера. Однако по сравнению с лазером, скажем, видимого диапазона из-за низкой частоты VQ лазерного перехода допле-ровская ширина линии довольно мала (около 50 МГц) [см. (2.78)]. Однако теперь уже нельзя пренебречь столкновитель-

_А

⁴^

^-J'-St

т

¹

Г «11

_{Г =21}

_{[ U'=21)-»(J"=22)1}

_{Генерация I /}

^{[ линия Р(22) J}

Населенность

Рис. 6.16. Относительная населенность вращательных подуровней верхнего

лазерного уровня молекулы СО*.

ным уширением, особенно при высоком полном давлении газо­вой смеси (р > 100 мм р.т. ст.). Действительно, его величина со­ставляет _ Av_c = 7,58 (Ф_С02 + 0,73*_Nj + 0,6ф_Не) Р(300/Г)^,/2 МГц,

где if — относительные парциальные давления в газовой смеси, Т—температура, ар—полное давление (в мм р.т. ст.). Выби­рая в качестве примера рассмотренный выше случай низкого давления (р — 15 мм рт. ст. для смеси С0₂: N₂: Не в отношении 1:1:8) при Г= 400 К, получаем Av_c ~ 43 МГц. Таким обра­зом, при низких давлениях полная ширина линии, определяемая совместным действием доплеровского и столкновительного уши-рений, довольно мала (< 100 МГц). В этом случае лазерная генерация будет сосредоточена в одной продольной моде, если длина резонатора меньше 1 м. При этом нам, возможно, при­шлось бы произвести точную настройку длины резонатора, что­бы обеспечить точное попадание частоты моды в центр контура усиления. Частоту лазеров данного типа можно стабилизировать с высокой степенью точности (Av/v < Ю^-11) при помощи про­вала Лэмба или (что еще лучше) обращенного провала Лэмба (с использованием метановой ячейки). Лазеры с большей дли­ной и (или) с более высоким давлением смеси генерируют не­сколько продольных мод, и необходимость в точной подстройке длины лазерного резонатора отпадает.

С точки зрения конструкции СОг-лазеры можно подразде­лить на семь типов: 1) лазеры с медленной продольной про-

_{Жидкость}

Впусн газа

₁

_KL

awavav

■о о

_Ми

Зерка/ю

_t

Охлаждающая жидкость

Выпуск газа

Рис. 6,17. Схематическое представление вол новодного СОг-лазера с продоль­ной прокачкой газа.

качкой, 2) лазеры с быстрой продольной прокачкой, 3) отпаян­ные лазеры; 4) волноводныс лазеры, 5) лазеры с поперечной прокачкой, 6) лазеры с поперечным возбуждением при атмо­сферном давлении (ТЕА-лазеры) и 7) газодинамические ла­зеры. Прежде чем рассматривать эти лазеры, следует указать на то, что, хотя они и отличаются друг от друга по многим своим рабочим параметрам (например, выходной мощности), все они имеют общую важную особенность, а именно высокий дифференциальный КПД (15—25%). Столь высокий КПД яв­ляется следствием большого квантового выхода (~40°/о; см. рис. 6.14) и очень высокоэффективного процесса накачки, кото­рый имеет место в С0₂-лазере при оптимальной электронной температуре разряда (см. рис. 3.25).

qX Лазеры с медленной продольной прокачкой. Впервые ге-нерадия в С0₂-лазере была получена в лазере именно такого типа (Ч. Пател, 1964 г. [18]). Газовая смесь медленно прока­чивается вдоль лазерной трубки (см. рис. 6.17) просто для того, чтобы удалить продукты диссоциации, в частности СО, которые в противном случае загрязняют лазерную среду. Отвод тепла обеспечивается теплопередачей в радиальном направлении к стенкам трубки (обычно которые охлаждаются

извне подходящим теплоносителем (как правило, водой). Часто применяется конструкция с внутренним зеркалом, и, по крайней мере в конфигурации рис. 6.17, один из металлических держа­телей, который включает в себя зеркало резонатора, должен на­ходиться при высоком напряжении. Одно из главных ограниче­ний этого лазера состоит в том, что независимо от диаметра трубки в нем имеется верхний предел выходной мощности с еди­ницы длины разряда (50—60 Вт/м). Это можно объяснить сле­дующим образом. При данной плотности тока / число молекул, накачиваемых па вср.хний лазерный уровень в единицу времени, можно записать в виде [см. (3.32) и (3.39) ]

^(dN*Jdt)_p ^{~ (Ic}_e^N_g^{fe) дрейф) >}

_(6.9)

где о_е — соответствующее сечение возбуждения электронным ударом, в которое входит как прямое возбуждение, так и воз­буждение посредством передачи энергии, N_e — полная населен­ность основного состояния СО*, а е - заряд электрона. Для ско­ростей накачки, намного превышающих пороговое значение, вы­ходная мощность Р пропорциональна величине (dN,/dt)lllo-этому можно записать, что

_Р

^JN_a^V_a^{^ JpDH;}

(6.10)

здесь V_a— объем активной среды, D — ее диаметр, I— ее длина, ар — давление газа. При оптимальных рабочих условиях мы имеем теперь следующее: 1) для поддержания оптимальной электронной температуры разряда должно быть постоянным произведение pD [ ~22,5 (мм рт. ст.) - см; например, 15 мм рт. ст. при D = l,5 см]; 2) из-за ограничений на тепловыделение,

связанных с необходимостью отвода тепла к стенкам трубки,

существует оптимальное значение плотности тока, причем оно обратно пропорционально диаметру трубки D. То, что оптималь­ное значение / должно существовать, можно понять, если заме­тить, что избыточная плотность тока приводит к избыточному нагреву смеси (даже если КПД = 20 %, около 80 % электриче­ской мощности рассеивается в разряде в виде тепла), вследст­вие чего мы имеем тепловое заселение нижних лазерных уров­ней. Обратно пропорциональную же зависимость оптимального значения / от D можно объяснить, если принять во внимание то, что чем больше диаметр трубки, тем более затруднена пере­дача выделяющегося тепла к стенкам *>. Из этих рассуждений мы заключаем, что при оптимальных условиях / и р обратно пропорциональны величине D и, следовательно, в соответствии с выражением (6Л0) оптимальное значение Р определяется лишь длиной трубки I С0₂-лазеры с медленной продольной про­качкой относительно низкой мощности (50—100 Вт) широко используются в лазерной хирургии, для подгонки резисторов, для резки керамических пластин в электронной промышленно­сти и сварки тонких металлических листов (толщиной меньше I мм).

б) Лазеры с быстрой продольной прокачкой. Одним из воз- можных и практически очень интересных решений, позволяю- щим преодолеть ограничения на выходную мощность лазеров рассмотренного выше типа, является прокачка газовой смеси вдоль трубки с очень высокой сверхзвуковой скоростью (около 50 м/с). В этом случае теплота уносится просто путем удаления

разогретой которая, прежде чем вернуться в трубку, ох­лаждается вне ее пределов в.соответствующем теплообменнике. При этом плотность тока не имеет оптимального значения, мощ­ность фактически возрастает линейно с увеличением /, и можно достичь значительно более высокой выходной мощности на еди­ницу длины разряда (~1 кВт/м и даже больше). Помимо охлаждения смесь за пределами трубки пропускается через ка­тализатор, чтобы газ СО прореагировал с 02 (некоторое количе­ство 0₂ уже имеется в смеси благодаря диссоциации С0₂ в об­ласти разряда). Это обеспечивает необходимую регенерацию молекул С0₂. В этом режиме необходимая подпитка смеси край­не мала и можно добиться работы в полностью запаянном ре­жиме. В настоящее время СО^-лазеры с быстрой продольной прокачкой высокой мощности (1—3 кВт) нашли широкое при­менение во многих операциях по обработке материалов и, в частности, для лазерной резки металлов (с толщиной до не­скольких миллиметров).

в) Отпаянные лазеры. Если в устройстве, показанном на рис. 6.17, остановить прокачку газовой смеси, то через несколько минут генерация прекратится, поскольку продукты химической реакции (в частности, молекулы СО), образующиеся в разряде, уже не удаляются, а поглощаются стенками трубки или начи- нают взаимодействовать с электродами, нарушая таким обра- зом равновесие в смеси С0₂—СО—0₂. В конечном счете это привело бы к диссоциации молекул С0₂. Чтобы обеспечить

^!) Иными словами» количество теплоты пропорционально JD², о площадь стенок пропорциональна D. Поэтому в первом приближении можно считать, что температура пропорциональна Я). Отсюда /_ОПт ~ MB, — Прим. перев.

регенерацию молекул СО2 из СО, в газоразрядной трубке отпа­янного лазера должен находиться определенный катализатор.

Для этого в газовую смесь можно просто добавить небольшое количество паров воды (около 1 %). В данном случае регенера­ция молекул С0₂ осуществляется, по-видимому, благодаря еле-дующей реакции:

_{со'+он^еог + н, (6.П)}

в которой участвуют колебательно-возбужденные молекулы СО и С0₂. Требуемое сравнительно небольшое количество паров воды можно получить, добавляя в разряд газообразный водо­род и кислород. В действительности ' оказывается, что в ' смесь необходимо добавлять только водород, поскольку кислород об­разуется в процессе диссоциации молекул С0₂. Другая возмож­ность инициирования реакции релаксации основана на использо­вании горячего (300°С) никелевого катода, который выполняет роль катализатора. Применение этих методов привело к созда­нию отпаянных трубок с долговечностью более 10000 ч.

Выходная мощность отпаянных лазеров с единицы длины со- ставляет около 60 Вт/м, т. е. значение которое дают и лазеры с продольной прокачкой газа. Маломощные (порядка 1 Вт) от- паянные лазеры с коротким резонатором и поэтому работающие в одномодовом режиме нередко применяются в качестве гете- родинов в экспериментах по оптическому гетеродинированию. Отпаянные С0₂-лазеры несколько более высокой мощности (по- рядка 10 Вт) привлекают внимание с точки их исполь- зования в лазерной микрохирургии и для механической обра- ботки микрорезанием.

г) Волноеодные лазеры. Если диаметр лазерной трубки на рис. 6.17 уменьшить до нескольких миллиметров (2—4 мм), то лазерное излучение в трубке распространяется как в волноводе. Такие волноводиые СО_глазеры имеют низкие дифракционные потери. Было показано, что наилучшие характеристики полу­чаются с трубками, изготовленными из ВеО или Si0₂. Главным преимуществом волноводного С0₂-лазера является то, что бла­годаря небольшому диаметру отверстия давление смеси должно быть высоким (100—200 мм рт. ст.). Возрастание давления при­водит к увеличению усиления на единицу длины. Это означает, что можно изготавливать короткие С0₂-лазеры (L <С 50 см), не сталкиваясь с трудной задачей уменьшения потерь в Однако мощность, которую можно снять с единицы длины раз­ряда, подвержена тому же ограничению, что и мощность рас­смотренного выше лазера с медленной продольной прокачкой / — 50 Вт/м). Поэтому волноводные СОо-лазеры играют осо­бенно важную роль, когда имеется необходимость в коротких компактных С0₂-лазерах низкой мощности (Р < 30 Вт) (напри­мер, для лазерной микрохирургии). Чтобы полностью реализо­вать возможности, связанные с компактностью этих лазеров, они работают, как правило, в отпаянном режиме. Конструкция ла­зера может быть такой, как на рис. 6.17, когда ток разряда про­текает вдоль лазерной трубки, либо такой, как на рис. 6.18, ког­да электрический ток (обычно от высокочастотного источника) течет поперек трубки. При фиксированном значении электри­ческого поля & (из-за того, что величина &/р должна быть по­стоянной) конструкция с поперечной накачкой имеет значитель­ное преимущество перед продольной накачкой, поскольку она

Гурячии электрод

Рис. 6.18. Схематическое представление волноводного С0₂-лазера с накач­кой ВЧ-полем.

допускает намного более низкие (на два порядка вели-

чины) напряжения на электродах. Высокочастотное (v « ж 30 МГц) возбуждение обладает многими преимуществами, среди которых наиболее существенными, возможно, являются следующие: 1) в этой схеме отсутствуют постоянные анод и ка­тод, и поэтому исчезают трудности, связанные с химическими процессами в газе вблизи катода; 2) благодаря включению по­следовательно с разрядом простых элементов, не рассеивающих

^{энергии (например, диэлектрической пластины), обеспечивается}

устойчивый разряд. В силу этих различных преимуществ высо­кочастотные разряды все больше применяются не только в вол-новодных лазерах, но и в лазерах как с быстрой продольной прокачкой, так и с поперечной прокачкой, к рассмотрению кото­рых мы и перейдем непосредственно, В качестве последнего за­мечания укажем, что трубку волноводного СОг-лазера либо во­обще не охлаждают, либо, если необходимо отбирать макси­мальную мощность, охлаждают воздушной струей.

д) Лазеры с продольной прокачкой. Другую возможность снять ограничения на мощность в лазере с медленной продоль­ной прокачкой предоставляет прокачка газовой смеси перпенди­кулярно разряду (рис. 6.19). Если смесь прокачивать доста­точно быстро, то, как и в случае лазера с быстрой продольной прокачкой, теплота уносится механически, а не путем переноса к стенкам. Поэтому насыщения выходной мощности при увели­чении тока разряда не происходит, и можно достичь высоких выходных мощностей с единицы длины разряда (несколько

кВт/м;см. также рис. 5.17), теплообменник как и в лазерах с быстрой

продольной накачкой. Сле­дует заметить, что в этом случае оптимальное общее давление смеси (порядка 100 мм рт. ст.) теперь при­мерно на порядок выше, чем давление в системах с про­дольной прокачкой и боль­шим диаметром трубки. Уве­личение общего давления р требует соответствующего увеличения электрического поля Ж разряда. Действительно, для реализации оптимальных условий работы необходимо, чтобы во всех случаях отношение &]р оставалось примерно одинаковым, поскольку это отноше­ние определяет среднюю энергию электронов в разряде [см. (3.38)]. Однако при этом устройство с продольным разрядом типа показанного на рис. 6.17 оказалось бы непрактичным, по­скольку оно потребовало бы очень высокого приложенного на­пряжения (100—500 кВ на длине разряда 1 м). Поэтому делают

^{так, чтобы разряд протекал в направлении, перпендикулярном}

оси резонатора (эти лазеры называются ТЕ-лазеры, аббревиа­тура англ. transverse electric field). Одна из наиболее простых реализаций ТЕ-схемы рис. 6Л9 показана на рис. 6.20. В данной конструкции катод имеет форму металлического стержня, а анод, чтобы достичь однородности разряда, выполнен в виде многих отдельных электродов (сегментный анод).

ТЕ С0₂-лазеры с быстрой поперечной прокачкой высокой вы­ходной мощности (1-20 кВт) широко применяются во многих приложениях, связанных с обработкой металла (резание, свар­ка, поверхностная закалка, поверхностное легирование метал­лов). По сравнению с лазерами с быстрой продольной прокачкой эти лазеры имеют более простую конструкцию, поскольку для поперечной прокачки не нужна большая скорость прокачки, как

в случае продольной. Однако лазеры с быстрой продольной про­качкой имеют значительно лучшее качество пучка, поскольку у них ток разряда имеет цилиндрическую симметрию, что делает

эти лазеры особенно привлекательными для механической обра­ботки резанием.

е) СОглазеры атмосферного давления с поперечным возбуж­дением [18]. В непрерывных ТЕ СОг-лазерах нелегко поднять давление выше ~ 100 мм рт. ст. В тлеющем разряде выше этого

•Глухое зеркало Катод ^Р*£^т™

гт» > \/ I -чудо* \ \ х Выходное

Теплообменник /Х, \Х зеркало

Поток газа ^ , Вентилятор

давления и обычно используемых плотностях тока возни­кают неустойчивости, которые приводят к образованию дуги в

объеме разряда. Для преодоления этого осложнения к электро­дам, между которыми происходит поперечный разряд, прикла­дывают импульсное напряжение. Если длительность импульса достаточно мала (доля микросекунды), то неустойчивости в раз­ряде не успеют развиться и, следовательно, рабочее давление газа можно повысить вплоть до атмосферного и выше. Эти ла­зеры называются ТЕА-лазерами (аббревиатура англ. слов trans­versely excited at atmospheric pressure). Таким образом, ТЕА-лазеры работают в импульсном режиме и позволяют получать большой энергосъем с единицы объема разряда (10—50 Дж/л).

Для предотвращения дугового разряда используется также тот или иной тип ионизации, которая предшествует возбуждающему импульсу напряжения (предыонизация). На рис. 6.21 приве­дена схема, которая часто применяется на практике и в которой ионизация обеспечивается сильным УФ-излучснием нескольких искр, которые пробегают параллельно оси" трубки. Излучение этих искр в дальней УФ-области приводит к необходимой иони­зации посредством как фотоионизации составляющих смеси, так и благодаря индуцированной УФ-излучением эмиссии элек­тронов из электродов {УФ-предыонизация). К другим методам

Газовая

Разрядный, конденсатор

Искровой

источник

питания

+25 кВ

Искровой источник &Ф

предыонизации относятся использование импульсных источни­ков электронного пучка (предыонизация электронным пучком) и ионизация благодаря коронному эффекту {коронная предыо­низация). Как только произошла ионизация во всем объеме ла­зерного разряда, закорачивается быстродействующий вентиль (водородный тиратрон или разрядный промежуток) и через электроды разряда проскакивает главный разрядный импульс. Поскольку поперечные размеры лазерного разряда обычно ве­лики (несколько сантиметров), то зеркала резонатора часто вы­бирают таким образом, чтобы они образовывали неустойчивый резонатор (неустойчивый конфокальный резонатор положитель­ной ветви; см. рис. 4.41). При низкой частоте повторения импульсов (порядка 1 Гц) нет необходимости в прокачке газо­вой смеси. При более высоких частотах повторения импульсов (вплоть до нескольких килогерц) газовая смесь прокачивается

в перпендикулярном оси резонатора направлении и охлаждает­ся в соответствующем теплообменнике. Другой интересной ха­рактеристикой этих лазеров являются их относительно широкие полосы генерации (~ 4 ГГц при р = 1 атм благодаря столкно-вительному уширению). Таким образом в ТЕА-лазерах в ре­жиме синхронизации мод были получены оптические импульсы длительностью менее 1 не. Помимо широкого использования TEA С0₂-лазеров в научных приложениях они находят многочислен­ные применения в промышленности для обработки материалов в тех случаях, когда импульсный характер пучка дает некоторое преимущество (например, импульсная лазерная маркировка).

ж) Газодинамический С0₂~лазер [19], Газодинамический С0₂-лазер заслуживает особого внимания, поскольку инверсия населенностей в нем создается не электрическим разрядом, а за счет быстрого расширения газовой смеси (содержащей С0₂), предварительно нагретой до высокой температуры. Инверсия на­селенностей возникает в потоке в области расширения. В лите­ратуре имеются сообщения о том, что от газодинамических С0₂-лазеров были получены наиболее высокие мощности.

Принцип действия газодинамического лазера можно кратко описать следующим образом (рис. 6.22). Предположим, что вна- чале газовая смесь находится при высокой температуре (напри- мер, Т = 1400 К) и высоком давлении (например, р= 17 атм) в соответствующем резервуаре. Поскольку газ первоначально находится в термодинамическом равновесии, у молекулы С0₂ будет большой населенность уровня 00° 1 (порядка 10 % насе- ленности основного состояния; см. рис. 6.22,6). Разумеется, по сравнению с этой населенность нижнего уровня является более высокой (~25%), и, следовательно, инверсия населенностей отсутствует. Предположим теперь, что газовая смесь истекает через какие-то сопла (рис. 6.22, в). Поскольку расширение яв- ляется температура поступательного движения

смеси становится очень низкой. За счет VT-релаксации населен- ности как так и нижнего лазерных уровней будут

стремиться к новым равновесным значениям. Однако, поскольку

время жизни верхнего уровня больше времени жизни нижнего,

релаксация нижнего уровня произойдет на более ранней стадии процесса расширения (рис. 6.22,6). Таким образом, ниже по потоку от зоны расширения будет существовать достаточно ши- рокая область с инверсией населенностей. Протяженность этой области L приближенно определяется временем, необходимым для передачи возбуждения от молекулы No молекуле СО2. При этом оба лазерных зеркала выбирают прямоугольной формы и их располагают так, как показано на рис.. 6.22, е.. Такой способ \

создания инверсии населенностей будет эффективным лишь в

ОШсть дозВунодых тростей И >

Р=Пти'//Ш

Активная область Ц-10гЩ

a/a=f4

Область расширения

< . Лг *-|

Р=0,086 атм r=J54 К

_{ШШШШШ* Высота сама - Я* мм}

^{Нижний уробень}

Верти уробень

ю 20 30 Расстояние, см

₆

ЗерШй

Д иффузоры

\

	шшж.
			^-Зеркало

б

Рис. 6,22, Схема, иллюстрирующая работу газодинамического С0₂-лазера. а — принцип действия устройства; б—пространственное распределение на­селенности .V* верхнего и нижнего лазерных уровней (нормированной на на­селенность основного уровня 2V₀₀a); в - геометрия резонатора. (Рисунки а и б воспроизведены с разрешения редакции журнала IEE Spectrum, v. 7, № П, 51—58 (1970); Copyright 1970 by the Institute of Electrical and Elec­tronics Engineers, Inc.) том случае, когда в процессе расширения температура и давле­ние смеси понижаются за время, которое 1) мало по сравнению с временем жизни верхнего лазерного уровня и 2) велико по сравнению с временем жизни нижнего лазерного уровня. Чтобы удовлетворить этим условиям, расширение должно проходить со сверхзвуковыми скоростями (число Маха ~4). В заключение следует заметить, что начальную высокую температуру газовой смеси получают за счет сгорания специально подобранного топ­лива (например, сгорания СО и 0₂ или бензола СеН₆ с закисью азота (N26), при этом автоматически образуется смесь С0₂/Н₂0 в отношении 2:1).

Согласно опубликованным данным, от газодинамических СОг-лазеров можно получить выходную мощность до 80 кВт, причем химический КПД » составляет 1 %. Непрерывный режим

работы такого лазера был получен лишь в течение короткого

времени (несколько секунд), что связано с сильным нагре­вом отдельных элементов (например, зеркал) лазерным Вследствие трудностей, возникающих при работе со сверхзвуко­вым истечением, промышленные применения для газодинамиче­ских лазеров пока не найдены. Наше короткое рассмотрение здесь имело целью подчеркнуть интерес к самой идее создания инверсии населенностей путем газодинамического расширения.

6.3.3.2. СО-лазер

Другим примером газового лазера на колебательно-враща­тельных переходах, который мы кратко рассмотрим, является СО-лазер. Этот лазер привлек значительный интерес в связи с тем, что он генерирует на более короткой, чем С0₂-лазер, длине волны (Я » 5 мкм), а также имеет высокий КПД и высокую вы­ходную мощность. Экспериментально достигнутые [20] выход­ные мощности таких лазеров превышают 100 кВт, а КПД — 60 %. Однако, чтобы осуществить лазер с такими параметрами, газовую смесь приходится охлаждать до низких температур (77-100 К). В генерацию лазера при К ж 5 мкм дают вклад несколько вращательно-колебательных переходов [например, при температуре Т= 77 К, начиная с переходов v'(ll) v(10)

и кончая переходами %)' (7) (6)) сильно возбужденной моле­кулы СО.

Накачка колебательных уровней молекулы СО осуществляет­ся возбуждением электронным ударом. По аналогии с изоэлек-тронной молекулой N₂ молекула СО обладает необычно большим

»> Химический КПД определяется как отношение выходной энергии ла­зера к полной химической энергии, которая может быть получена при сго­рании топлива,

сечением возбуждения колебательного уровня электронным уда­ром. При этом почти 90 % энергии электронов в разряде может быть преобразовано в колебательную энергию молекул СО. Дру­гая важная особенность молекул СО состоит в том, что скорость W-релаксации у них существенно больше, чем скорость VT-pe-лаксации (которая необычно мала). Вследствие этого населен­ность высоколежащйх колебательных уровней не будет подчи­няться больцмановскому распределению, поскольку в данном случае очень большую роль играет процесс» известный как ан­гармоническая накачка Хотя данное явление не позволяет получить полную инверсию населенностей колебательных уровней молекулы СО, здесь возможна так называемая частичная инверсия. Это иллюстрируется на рис. 6.23, на котором показаны населенности вращательных уровней двух соседних колебательных со­стояний. Хотя полные населенности двух

колебательных состояний одинаковы, мы

видим, что инверсия существует для двух переходов Р-ветви [ (/'= 5)+(/= 6),

^(/' Гетю^у'ктнных ^ ^жуикс* Тагам

одинаков^ 'по^ на-селешюсти.

при частичной инверсии может возникать генерация; в этом случае важ-

роль играет новое явление, называе­мое каскадной генерацией. Действитель­но, генерация вызывает уменьшение населенности вращатель­ного уровня верхнего состояния и увеличение населенности вращательного уровня нижнего колебательного состояния, По­следний из упомянутых уровней в процессе генерации может накопить достаточную населенность, чтобы образовалась инвер­сия по отношению к вращательному уровню более низкого коле­бательного состояния. В то же время населенность вращатель-

*> Ангармоническая накачка обусловлена процессом столкновения типа

по мере продвижения вверх по колебательным уровням (см. также рис. 2.23). Это означает, что при столкновении указанного выше типа при п 5» га сум­марная колебательная энергия двух молекул СО после столкновения мень­ше, чем до него. Поэтому процесс столкновения в указанном направлении

колебательным уровням, что приводит к небольцмаиовскому распределению населенностей среди колебательных уровней.

7

ного уровня верхнего состояния может значительно уменьшиться, вследствие чего возникает инверсия населенностей между этим уровнем и вращательным уровнем более высокого колебатель­ного состояния. Процесс каскадного взаимодействия с очень .низкой скоростью VT-релаксации приводит к тому, что большая часть колебательной энергии переходит в энергию выходного излучения лазера. Данное обстоятельство, а также очень высо­кая эффективность возбуждения обусловливают высокий КПД СО-лазера. Для того чтобы ангармоническая накачка была вы­сокоэффективной, температура рабочей смеси должна быть низ­кой. Действительно, отклонение распределения населенностей от больцмановского. а следовательно, и степень частичной ин­версии быстро увеличиваются с понижением температуры посту­пательного движения.

Как и в случае С0₂-лазера, СО-лазер работает с продольной

прокачкой газовой смеси, в импульсном поперечном электриче­ском разряде с предыонизацией электронным пучком, а также при газодинамическом возбуждении. Промышленное производ­ство СО-лазеров пока сдерживается необходимостью его работы

при низких температурах. Однако недавно были построены СО-лазеры, работающие при температуре, близкой к комнатной, и сохраняющие высокий дифференциальный КПД (20—30 %), и теперь СО-лазеры всерьез рассматриваются в качестве реаль­ного источника для приложений в медицине и обработке мате­риалов.