Методичка КОЭ

неоднородного характера уширения спектральных линий, что имеет место в газоразрядных лазерах, справедливо

где κус – насыщенный коэффициент усиления, соответствующий величине

N < N0; κ0 – ненасыщенный показатель усиления; Iν – спектральная плот-

ность потока когерентных квантов; Is – параметр насыщения, который для СО2-лазеров составляет порядка 106 Вт/м2.

На практике показатель усиления активной среды определяют путем подачи на вход усилителя слабого оптического сигнала, плотность которого Iν << Is. Прирост мощности когерентного излучения P, возникающий в активной среде протяженностью L при однократном прохождении потока квантов, определяется коэффициентом усиления за один проход

где Рyc – мощность оптического сигнала на выходе усилителя; Pвх – мощность входного оптического сигнала; κус – показатель усиления активной среды, м–1; κпогл – показатель поглощения активной среды, который для газов можно считать нулевым. Тогда из (7.3)

Очевидно, что с учетом эффекта насыщения показатель усиления будет уменьшаться по мере распространения излучения вдоль активной среды. Поэтому значение κус, определяемое по экспериментальным данным с помощью выражения (7.4), является усредненным по длине активной среды. Автоматически усреднение происходит и по сечению области взаимодействия потока квантов с активной средой.

Следует обратить внимание на существенное различие процессов насыщения в оптическом усилителе и в оптическом генераторе (лазере). В усилителе режим насыщения определяется при прочих равных условиях плотностью мощности входного оптического сигнала. В лазере после установления стационарной генерации значение насыщенного показателя усиле-

101

ния однозначно определяется уровнем потерь излучения в оптическом резонаторе. Оно может быть рассчитано из пороговых условий генерации

нас погл L1 ln ( 1 2 )0,5,

где ρ1 , ρ2 – коэффициенты отражения зеркал резонатора.

Прогрев газоразрядной трубки и оптических элементов после включения СО2-лазера сопровождается замедляющимся во времени измене-

нием длины резонатора, соответствующим тепловым дрейфом продольных мод в пределах контура усиления, а, следовательно, и изменением мощности генерации. Установление теплового равновесия лазера может затягиваться на часы. Поведение мощности Рл = f(t) излучения лазера в переходной период фиксируется на диаграммной ленте самопишущего прибора.

Контрольные вопросы

1.Какие функции выполняют отдельные компоненты газовой смеси?

2.Чем обусловлена сильная температурная зависимость усиления ак-

тивной среды СО2-лазера?

3.Назовите способы увеличения срока службы СО2-лазеров.

4.Назовите причины высоких КПД и мощности СО2-лазеров.

5.В чем состоит общая идея определения показателя усиления активной среды? Коэффициента усиления за один проход?

6.Назовите способы регулировки входной мощности СО2-усилителя.

7.Как снизить влияние нестабильности мощности излучения на результаты расчета показателя усиления?

8.Объясните ход выходной характеристики СО2-лазера.

9.Каковы причины отличия зависимостей Рл = f (Iл) и Рус = f (Iус)?

10.Объясните ход зависимости показателя усиления от уровня входного сигнала.

11.Как рассчитать КПД СО2-лазера и градиент потенциала E?

7.1.3. Лазеры на парах металлов

Гелий-кадмиевые (He–Cd) лазеры являются представителями класса ионных лазеров на парах металлов. Они излучают в фиолетовой (λ = 441 нм) и в ультрафиолетовой (λ = 325 нм) областях спектра. Длина волны генерации

102

определяется выбором соответствующих зеркал резонатора. Гелийкадмиевые лазеры выгодно отличаются от гелий-неоновых спектром излучения, обеспечивающим лучшее согласование с характеристиками чувствительности большинства современных фотоматериалов, возможностью более острой фокусировки коротковолнового излучения. Это обстоятельство делает He–Cd-лазеры перспективными источниками излучения для систем записи и воспроизведения информации, голографии и технологии микроэлектроники, например при изготовлении фотошаблонов интегральных микросхем. Наряду с этим He–Cd-лазеры успешно применяются в спектроскопии, медицине, системах оптической связи и т. п.

Активная среда (АС) He–Cd-лазеров содержит инертный газ He под давлением 500...700 Па и пары Cd (0,1 Па). Излучающими частицами являются возбужденные ионы кадмия. В силу малой концентрации атомов Cd их возбуждение за счет прямых столкновений с электронами играет незначительную роль. Основным процессом накачки активной среды He–Cd-лазера является ионизация Пеннинга – процесс образования возбужденного иона легкоионизируемой частицы (атома Cd) при столкновении с возбужденным метастабильным атомом буферного газа He, имеющего большое сечение возбуждения (рис. 7.2). Схематически этот процесс можно записать так:

He + e–(W1) = He* + e–(W2 < W1);

He* + Cd = He + Cd+*; Cd+* = Cd+ + hν,

где W1, W2 – энергии электронов, соответственно, до и после столкновения;

Cd+* – возбужденный ион кадмия; hν – энергия индуцированного кванта.

Рис. 7.2. Энергетическая диаграмма He–Cd-лазера

Ионизация Пеннинга – процесс одноступенчатый, и поэтому скорость накачки будет пропорциональна плотности разрядного тока, а не ее квадрату, как это имеет место в ионных аргоновых лазерах. По сравнению с аргоновы-

103

ми, He–Cd-лазеры требуют меньшей плотности разрядного тока и меньшей удельной подводимой мощности. Для получения иона кадмия в возбужденном состоянии Cd+* необходимо, чтобы энергия метастабильного атома He*

была несколько больше, чем энергия возбужденного иона Cd+*. Такие усло-

вия выполняются для метастабильных состояний 21S0, 23S1 гелия и термов

2D, 2P кадмия. Энергетические уровни 2D кадмия служат верхними лазерны-

ми уровнями, 2P – нижними. Инверсия в He–Cd-смеси существует стационарно, так как опустошение нижних уровней возбужденного иона кадмия Cd+* происходит быстрее, чем верхних. Нейтрализация ионов Cd+ наиболее вероятна на стенках разрядной трубки.

Разрядная трубка гелий-кадмиевого лазера чаще всего представляет собой капилляр диаметром 1,5...2,5 мм, на концах которого в расширениях располагаются испарители кадмия, а за ними – электродные узлы (рис. 7.3). Возможно и коаксиальное исполнение He–Cd-лазера.

Пары Cd образуются в рабочем испарителе, снабженном внешним электрическим подогревателем. Температуру испарителя и, соответственно,

давление паров Cd определяет в основном ток подогревателя Iпод. Часть тепловой мощности на уровне 30…40 % подводится к испарителю за счет протекающего тока разряда I. Равномерное распределение паров кадмия по длине капилляра достигается за счет эффекта катафореза – переноса ионов к катоду. Пары Cd, образующиеся в рабочем испарителе, расположенном со стороны анода, попадают в разрядный капилляр, ионизуются и движутся в сторону катода. Для устранения осаждения паров кадмия температура стенок капилляра, определяемая разрядным током I, должна быть выше температуры конденсации (350…400 К). Конденсация паров Cd происходит в нерабочем холодном испарителе. Ввиду постоянной перекачки кадмия из рабочего испарителя требуются периодическая (примерно через 50 ч) смена полярности электродов и переключение испарителей. Поэтому конструкция разрядной трубки He–Cd-лазера полностью симметрична.

104

повышения температуры испарителя сопровождается возрастанием выходной мощности из-за увеличения числа излучающих частиц Cd+*. Дальнейшее увеличение концентрации легкоионизируемого Cd приводит к снижению электронной температуры Te и градиента потенциала Ez = f(Te) в положительном столбе. Механизм температурного снижения энергии электронов состоит в том, что по мере увеличения nCd растет и число ионов Cd+, вовлекаемых в процесс компенсации отрицательного объемного заряда электронов в плазме. Легкоионизируемые пары Cd (энергия ионизации Wi = 9 эВ) подме-

няют ионы He+, имеющие Wi = 24,5 эВ. В результате, требуемая для поддер-

жания разряда энергия We = kTe электронов падает, снижается Te и уменьшается эффективность возбуждения гелия. Соответственно, снижается и скорость накачки верхнего лазерного уровня Cd+*, а значит, падает генерируемая мощность P. Встречные тенденции в поведении температурной зависимости мощности излучения P = f (TCd) приводят к существованию оптималь-

ной температуры Topt = 450…500 K. На практике температура испарителя Cd на 40…50 % определяется разрядным током лазера. Остальной вклад в нагрев определяет электрический ток нагревателя испарителя кадмия.

В He–Cd-лазерах, как и в He–Ne-лазерах, низок КПД АС – эффективность преобразования энергии возбуждения АС (порядка 20 эВ) в энергию квантов индуцированного излучения hν (см. рис. 7.2). Оптимальные Te, ха-

рактерные для He–Cd-разряда, имеют порядок 8·104 К и предопределяют низкий электронный КПД в процессе передачи энергии атомам He, возбуждаемым на уровни с энергией 20…21 эВ. Электрические характеристики тлеющего разряда, используемого в He–Cd-лазерах, определяются в основном свойствами и давлением буферного газа – гелия. В рабочем режиме Ez и определяемое им падение напряжения на разряде уменьшаются не более чем на 10…15 % по сравнению с разрядом в чистом He. Гелий-кадмиевые лазеры могут генерировать когерентную мощность до 50...100 мВт (λ = 441 нм) при КПД одного порядка с гелий-неоновыми лазерами (10– 4... 10– 5).

В газоразрядных и, в частности, в He–Cd-лазерах флуктуации тока могут приводить к модуляции усиления и, как следствие, к модуляции мощности излучения Р. С ростом частоты F колебаний тока глубина модуляции из-

лучения mP = Pm / P0 падает. Это обусловлено, в первую очередь, инерцион-

106

страт в спектре колебаний P остается одна гармоника и как следствие исчезает модуляция мощности излучения в низкочастотной области биений нерегулярных страт. Колебания мощности излучения на частоте внешней модуля-

ции оказываются незначительными, поскольку обычно Fmax > Fгр. Внешняя синхронизация нерегулярных страт в He–Cd-лазерах приводит одновременно и к резонансному повышению уровня средней мощности P генерации, что обусловлено формированием пространственно более однородной АС с условиями усиления, близкими к оптимальным.

Контрольные вопросы

1.Каков механизм возбуждения активной среды He–Cd-лазера?

2.Какие функции выполняет гелий?

3.В чем причина низкого КПД He–Cd-лазера?

4.В чем причина тепловой инерционности лазера и как она проявляется при различных токах подогревателя?

5.В чем причина тепловой зависимости мощности излучения He–Cd-

лазера?

6.В чем причина спада мощности излучения при повышенных токах

разряда?

7.Если включен левый (правый) испаритель, то какую полярность должны иметь электроды?

7.2. Твердотельные и жидкостные лазеры

Активными средами твердотельных лазеров (ТТЛ) служат оптические стекла и кристаллы, легированные активаторами. Стекла и кристаллы обладают большим усилением по сравнению с газообразными АС, но одновременно уровень потерь в АС ТТЛ, обусловленный существенным поглощением и рассеянием излучения, заметно выше. Последнее обстоятельство приводит к относительно высокому порогу генерации, а, следовательно, и к напряженному тепловому режиму работы активной среды. Все ТТЛ объединяет общий и единственно возможный для их активных сред оптический метод накачки. Для твердотельных лазеров типичным является импульсный режим работы, как правило, с использованием принудительного водяного охлаждения. Освоены и выпускаются серийно твердотельные лазеры на основе фосфатных и силикатных оптических стекол, легированных трехвалентными ионами неодима (неодимовые лазеры), с длиной волны генерации λ = 1,06 мкм; рубиновые лазеры – лазеры на искусственных кристаллах рубина (ко-

108

рунда, легированного хромом) с λ = 0,69 мкм. Широко распространены лазеры на иттриево-алюминиевом гранате, легированном хромом и неодимом (ИАГ-лазеры), генерирующие ИК-излучение на основной длине волны 1,06 мкм. ИАГ-лазеры с нелинейно-оптическими преобразователями генерируют излучение на гармониках, вплоть до четвертой, основной частоты. Благодаря хорошей теплопроводности кристалла и относительно низкому порогу генерации ИАГ-лазеры, единственные из всех типов ТТЛ, которые могут работать не только в импульсном, но и в непрерывном режиме генерации.

Активной средой жидкостных лазеров чаще всего служат спиртовые или водные растворы органических красителей, например родамина 6G. Накачка АС производится излучением мощных ионных аргоновых и криптоновых лазеров. Благодаря большой ширине линии люминесценции красителей длина волны излучения жидкостных лазеров может перестраиваться в пределах заметной части видимого диапазона. В силу сложности конструкции и высокой стоимости жидкостные лазеры пока не получили широкого распространения.

Лазеры на иттриево-алюминиевом гранате (ИАГ) – наиболее широ-

ко используемые твердотельные лазеры. Как все твердотельные лазеры, гранатовые лазеры имеют оптическую накачку. Они состоят из активного элемента (АЭ), лампы оптической накачки (ЛН), отражателя, концентрирующего излучение ЛН на АЭ, оптического резонатора (ОР), блока питания и системы охлаждения. Активный элемент представляет собой монокристаллическую матрицу, легированную активатором. Характерным для всех твердотельных лазеров (включая и лазер на ИАГ), является использование в качестве активаторов ионов химических элементов с незаполненной внутренней оболочкой, к которым относятся в частности элементы переходной группы и группы редкоземельных металлов (неодим, хром, гадолиний, самарий и др.). У таких ионов возбуждаются электроны внутренней незаполненной оболочки, хорошо экранированной от внешних воздействий внешними оболочками. Экранировка увеличивает время жизни возбужденных ионов активатора на верхнем лазерном уровне (ВЛУ), а следовательно, и способность активной среды накапливать значительные энергии возбуждения. В ИАГ-лазере роль

матрицы выполняет кристалл иттриево-алюминиевого граната (Y3Al5O12),

активатора – трехвалентный ион неодима (Nd+3), обеспечивающий генерацию на длине волны 1060 нм. Степень легирования ИАГ – доля ионов неодима, заместивших ионы иттрия, доходит до 1,5%. В целях повышения

109

эффективности оптической накачки кристалл Y3Al5O12 дополнительно леги-

руют ионами хрома Cr+3, что расширяет полосу поглощения активной среды. Из энергетической диаграммы (рис. 7.4) следует, что ИАГ-АС имеет широкие полосы поглощения квантов оптического излучения накачки. Кванты накачки переводят ионы Nd+3 и Cr+3 на несколько короткоживущих возбужденных уровней, которые быстро релаксируют на расположенный ниже метастабильный энергетический уровень 4F3/2 неодима, выполняющий роль верхнего лазерного уровня. Радиационное время жизни ВЛУ составляет 5.10–3 с. Большое время жизни верхнего уровня совместно с относительно высокой концентрацией Nd+3 позволяет ИАГ-лазеру генерировать мощное, в десятки-сотни ватт ИК-излучение.

W, эВ

Рис. 7.4. Энергетическая диаграмма ИАГ-лазера

В отличие от рубиновых лазеров, работающих по низкоэффективной трехуровневой схеме создания инверсии населенностей, гранатовые лазеры используют четырехуровневую схему, характеризуемую малой пороговой энергией накачки. Низкий порог генерации в сочетании с относительно высокой теплопроводностью кристалла ИАГ делает возможным работу гранатовых лазеров не только в импульсном, но и непрерывном режимах. Это выгодно отличает ИАГ-лазеры от всех других типов твердотельных лазеров. Благодаря своим уникальным свойствам гранатовые лазеры нашли широкое применение в технологии, медицине, технической физике, локации и т. п.

110