книги из ГПНТБ / Рэди, Дж. Действие мощного лазерного излучения

Это очень полезное свойство когерентных синфазных пучков, кото­ рое, в частности, отличает лазерный луч от луча некогерентного света. Синфазный гауссовский пучок в принципе можно сфокусиро­ вать в пятно меньшего радиуса, чем некогерентный пучок [64].

Рассмотрим фокусировку идеального лазерного пучка. Прежде всего остановимся на случае дифракции однородного пучка на круглой диафрагме и рассмотрим фокусировку такого пучка лин­ зой. Введем безразмерные координаты U и F:

Здесь z — расстояние вдоль направления луча, а — радиус линзы,. L — ее фокусное расстояние, X — длина волны и г — расстояние в направлении, перпендикулярном направлению распростране­ ния. Использование этих величин позволяет выразить распреде­ ление интенсивности света вблизи фокальной точки в общем виде и не рассматривать отдельные случаи линз с различными фокус­ ными расстояниями.

Распределение интенсивности для однородного пучка получено- в работе [66]. Полное выражение, описывающее распределение интенсивности вблизи фокуса, является сложной функцией. Вдольоптической оси периодически расположены максимумы и минимумы,, разделенные расстояниями, которые соответствуют изменению величины U приблизительно на 4я. Выражение для распределе­ ния в фокальной плоскости представляет собой хорошо известное соотношение, описывающее дифракционную картину от круглой диафрагмы. Здесь мы рассмотрим лишь распределение вдольнаправления распространения луча и распределение в фокальной плоскости.

В фокальной плоскости, т. е. при U = 0, распределение интен­ сивности в направлении, перпендикулярном направлению рас­ пространения, дается следующим соотношением:

Здесь J i — функция Бесселя первого рода, It — полная световая мощность в луче. Выражение (1.9) представляет собой известную формулу Эйри для дифракции Фраунгофера на круглой диа­ фрагме.

В качестве определения предельного дифракционного размера пятна можно взять радиус, соответствующий первому минимуму бесселевой функции. Первый минимум функция J \ имеет при зна­ чении аргумента, равном 1,22я. Это соответственно приводит к сле­ дующему выражению для минимального размера пятна в фокаль­ ной плоскости:

Здесь rs — предельный дифракционный радиус пятна. Отметим также, что отношение 1,22^,/2а является известным выражением

для предельной дифракционной расходимости пучка, проходя­ щего через диафрагму с диаметром 2а. Таким образом, если началь­ ное расширение пучка обусловлено дифракционными эффектами па апертуре лазера и если расстояние от лазера до линзы достаточ­ но мало, так что луч еще сильно не расширен, мы получаем следую­ щий результат:

•соотношение для оценок размера пятна, в которое собирается лазер­ ный луч с определенным углом расхождения безаберрационной линзой с фокусным расстоянием L.

Заметим, что это рассмотрение применимо, если лазер работает в режиме одной поперечной моды. Если же лазерный луч содержит Л' поперечных мод, площадь пятна увеличивается в N раз 165]. Присутствие поперечных мод более высокого порядка увеличивает угловую расходимость луча, а следовательно, и минимальный раз­ мер пятна, в которое можно сфокусировать лазерный луч.

В начале координат, где U — 0, эта формула дает следующий результат для центра фокусируемого пучка:

■Здесь 1С— интенсивность падающего излучения в центре фокаль­ ного пятна, представляющая собой максимальную интенсивность, достижимую при данных условиях фокусировки.

Интенсивность I (U, 0) уменьшается вдвое по сравнению с мак­ симальным значением при U — 5,56. Это обстоятельство можно использовать для удобного определения глубины фокуса, которую мы введем как

Пространственное распределение в лазерном луче чаще являет­ ся гауссовым, а не равномерным. Из рассмотрения модовых характеристик следует, что это очень распространенный случай. В частности, гауссовым является распределение интенсивности в ТЕМоо-моде лазерного резонатора. Примем, что фокусируемый

Ламберта, то световая мощность, подводимая к фокальной пло­ щадке, равна

где I t — полная мощность лампы и D — расстояние от лампы до линзы. Апертура освещается приблизительно равномерно, так что равенство rs — LQ приводит к следующему результату для площади фокального пятна:

пЬЧ?

Площадь 4D2

где d — размер излучающей области. Тогда интенсивность облу­ чения равна

Для оценки примем поверхность излучателя равной 0,1 см2 и отно­ сительное отверстие фокусирующей системы 2а/L ~ 1. Тогда нахо­ дим, что для достижения интенсивности излучения порядка 106 Вт/см2 с использованием обычного источника света полная мощность этого источника должна составлять приблизительно- 1 МВт. Следовательно, даже весьма умеренная мощность лазерного излучения может обеспечивать интенсивности, сравнимые с теми, которые можно получить от очень мощных обыкновенных источ­

Главным преимуществом лазеров является высокая яркость излучения. Благодаря большой яркости лазерного излучения на мишени можно получить высокую интенсивность света. В табл. 1.2 приведено сравнение яркости различных источников света.

Для получения небольшого угла расходимости, а следователь­ но, и высокой яркости необходима когерентиость. Конечно, неко­ герентный луч можно сфокусировать в такую же площадку с ди­ фракционными размерами, как и луч лазера, но для этого луч при­ дется настолько сильно задиафрагмировать, что в нем останется только небольшая часть мощности. Если источник достаточно задиафрагмирован для получения хорошей фокусировки, то это одно­ временно означает, что он дает почти когерентный пучок. Имея в виду это обстоятельство, говорят, что когерентный свет хорошо поддается фокусировке.

Газовые лазеры, в особенности те, которые работают на ТЕМ00моде, обладают хорошими когерентным свойствами, и все ска­ занное выше в полной мере относится к ним. Размеры фокального пятна, близкие к длине световой волны, для них действительно осу­ ществляются на опыте. Мощные же твердотельные лазеры обычно не обладают синфазным гауссовым распределением, и с их фоку­ сировкой дело обстоит хуже.

Существование описанного выше предельного дифракционного размера пятна вытекает из принципов оптики. Этот предел дости­ жим с помощью соответствующих методов — при использовании безаберрационных линз и пучков, пространственное распределе­ ние в которых близко к одному из тех идеальных распределений, о которых речь шла выше. В случае более сложных пространствен­ ного распределения и модовой структуры, как это часто бывает на практике или когда линза недостаточно совершенна, предель­ ное значение недостижимо. Типичный для обыкновенных рубино­ вых лазеров минимальный размер фокального пятна, создаваемого простой линзой, порядка 300 мкм. Для получения пятна мень­ шего размера можно задиафрагмировать луч, что ведет к понижелшо эффективного угла расходимости. Таким методом на опыте получены размеры пятна порядка нескольких микрон. Однако при этом теряется значительная часть полной мощности, получае­ мой от лазера, в связи с чем нет выигрыша в яркости.

Несмотря на то что мощные твердотельные лазеры обладают относительно худшими угловыми характеристиками луча по срав­ нению с газовыми лазерами, благодаря своей весьма высокой пико­ вой мощности они дают очень большую интенсивность. Для руби­ нового лазера, излучение которого фокусируется простой линзой, типична площадь фокального пятна 10_3 см2. Кривые на фиг. 1.8 показывают изменение размера пятна в зависимости от расстояния до фокальной плоскости при различных выходных энергиях обыч­ ного рубинового лазера. Измерение пятна производилось путем

3*

определения диаметра отверстия, образующегося в тонкой алю­ миниевой пленке. Приведена зависимость диаметра пятна от вели­ чины смещения пленки относительно положения фокуса линзы. Имеется область размером около 1 мм, в которой диаметр пятна

ФИГ . 1.8.

Размер пятна при фокусировке луча многомодового рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса, линзой с фокусным расстоянием 2,5 см.

В оригинальных данных имеется разброс точен от вспышки к вспышке, который сглажен при проведении кривых.

не чувствителен к положению пленки. Для заданной величины сме­ щения от фокальной плоскости диаметр увеличивается при уве­ личении выходной энергии лазера.

Ниже приводятся значения пиковой мощности и интенсивности, которые в настоящее время можно без особых усилий получить

Все эти интенсивности значительно превышают те величины, которые можно получить с помощью обычных источников света.

§ 6, ТИПЫ ЛАЗЕРОВ

В качестве активных веществ для лазеров в настоящее время используется множество материалов. Большинство из них применяется в лабораторных экспериментальных установках, но некоторые вещества представляют также и практический интерес. Наиболее важные из этих материалов перечислены в табл. 1.3;

~ными свойствами, такими, как угловая расходимость луча или частота повторения импульса. Твердотельные лазеры, например рубиновые, чаще используются в импульсном режиме, хотя лазеры на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом дают и достаточно высокую непрерывную мощность. Большинство газовых лазеров действуют в непрерывном режиме, исключение составляет азотный ультрафиолетовый лазер, который работает только в импульсном режиме; лазеры на С02 также могут функционировать в импульс­ ном режиме^ Самые тщ сг^™0 TTnTTp np m -TTrT^ --n fvn m r)ii Tn достигающие нескольких киловатт, получают на СО?-лазепах. Длина волны генерации лазеров на С02 (10,6 мкм) лежит в относительно далекой инфракрасной области, что может представлять неудобство для некоторых применений. Хорошими оптическими материалами для изготовления линз и окон на длину волны 10,6 мкм являются гер­ маний, иртран II и IV; при использовании оптики из этих материа­

Излучение полупроводниковых лазеров обладает свойствами, менее подходящими для наших целей, чем излучение, получаемое на других материалах. Конечно, полупроводниковые лазеры име­ ют ряд преимуществ — они невелики по размерам, прочны и более эффективны по сравнению с другими типами лазеров и по этой при­ чине они удобны для некоторых применений. Но такой тип лазеров редко используется для осуществления воздействия на вещество.

Наиболее узким спектром частот, т. е. наилучшей монохрома­ тичностью, обладают газовые лазеры. Специальные конструкции гелий-неоновых лазеров генерируют линию шириной до 1 Гц. Ширина линии излучения обычно применяемых гелий-неоновых лазеров, как правило, порядка нескольких десятков килогерц. Частотный диапазон мощных твердотельных лазеров составляет более 1 МГц и может даже достигать десятков мегагерц.

Типичная конструкция рубинового лазера показана на фиг. 1.9. В ней используется U-образная лампа накачки, расположенная рядом с рубиновым стержнем, причем хорошая передача света от лампы к стержню достигается тем, что стержень вместе с лампой окружается металлической (например, серебряной) фольгой. Эта конструкция часто применяется в относительно маломощных лазерах с модулированной добротностью, имеющих мощность в пределах от 1 до 10 МВт. Возможны и многие другие конструк­ ции, например спиральная лампа, окружающая стержень; сфе­ рические осветители с расположенными рядом стержнем и лампой; эксфокальные осветители, в которых стержень и лампа рас­ положены торцами друг к другу; эллиптические осветители с пря­ мой лампой и стержнем, расположенным в фокусах эллиптического

поперечного сечения отражателя, и, наконец, цилиндрические осветители с круглым поперечным сечением отражающей поверх­ ности, в которых стержень и лампа накачки помещаются рядом. Для получения самых высоких уровней выходной мощности и энер­ гии обычно используют такие из перечисленных конструкций, в ко-

Зерксиш

<3хема обычной конструкции рубинового лазера с плотной упаковкой осве­ тителя.

Модуляция добротности производится просветляющимся фильтром.

торых стержень и лампа разнесены друг от друга, что связано с не­ обходимостью охлаждения лазерного^стержня. В простой конструк­ ции, показанной на фиг. 1.9, охлаждение затруднено.

В наиболее мощных твердотельных лазерах для минимизации потерь часто используют стержни, срезанные под углом Брюстера. В качестве зеркал резонатора обычно применяют стеклянные или кварцевые подложки с диэлектрическим покрытием, призмы пол­ ного внутреннего отражения, а также интерференционные стоны, собранные из плоскопараллельных пластин из диэлектрического материала, отражение от которых обусловлено интерференционным эффектом. Интерференционные стоны обладают более высокой устойчивостью к разрушению под действием мощного излучения, чем зеркала.

В качестве модулирующих добротность элементов используют вращающиеся зеркала, ячейки Керра, ячейки Поккельса, акустооптические модуляторы и, наконец, просветляющиеся фильтры. Эти фильтры, не пропускающие свет с низкой интенсивностью,

•становятся прозрачными при высоких интенсивностях, когда поглощение света молекулами приводит к переходу их в верхнее