72

Лабораторная работа № 10 изучение свойств лазерного излучения

Цель работы: ознакомление с принципом работы и устройством гелий-неонового лазера; определение некоторых параметров его излучения (положения плоскости поляризации, длины волны, расходимости лазерного пучка).

1. Введение

Лазер – это генератор электромагнитных волн оптического диапазона. Как и любой генератор, он состоит из трёх обязательных элементов: усилителя – активной среды, усиливающей проходящее через неё излучение; элемента положительной связи – оптического резонатора, состоящего, как правило, из двух зеркал; блока питания (системы накачки), поддерживающего лазерное вещество в активном состоянии. Блок-схема лазера представлена на рис. 1.

Рис. 1

Активной средой называется ансамбль квантовых частиц, в котором имеет место инверсия населённостей, т.е. хотя бы для двух уровней энергии частиц выполняется условие – населённость верхнего уровня больше населённости нижнего. В общем случае населённость i-го уровня энергии N_i – это отношение числа частиц в единице объема на этом уровне энергии к его статистическому весу. В случае отсутствия вырождения – это число частиц в единице объёма на данном уровне энергии.

В активной среде протекают три оптических процесса: спонтанное излучение, поглощение и вынужденное излучение.

Спонтанное излучение самопроизвольно, оно некогерентно по отношению к внешнему полю, распространяется во всех возможных направлениях и играет в лазере роль "белого" шума. Спонтанно излучённые вдоль оптической оси резонатора фотоны с энергией hν_q являются "затравочными", инициирующими возникновение генерации лазера на частоте ν_q, если

, (1)

где q – целое число длин волн генерации _q, которые укладываются на удвоенной длине резонатора; с – скорость света в вакууме; n – показатель преломления активной среды; L – длина резонатора (расстояние между зеркалами резонатора).

Вынужденное излучение возникает вследствие индуцированного внешним электромагнитным полем (на самой начальной стадии – полем "затравочных" фотонов) перехода квантовой частицы с верхнего уровня энергии на нижний. В результате каждого акта вынужденного испускания число фотонов, имеющих энергию hν_q, возрастает на единицу. Новые фотоны имеют такие же частоту, фазу, поляризацию и направление распространения, что и кванты поля, вызывающего вынужденное излучение, несмотря на то, что они испускаются квантовыми частицами активной среды, находящимися в разных местах, в разные моменты времени. Именно этим и объясняется когерентность результирующего излучения лазера. Интенсивность вынужденного излучения пропорциональна населённости верхнего уровня энергии N_B.

Поглощение происходит из-за индуцированного внешним электромагнитным полем перехода квантовой частицы с нижнего уровня энергии на верхний. Интенсивность поглощения пропорциональна населённости нижнего уровня энергии N_H.

При инверсии населённостей N_B>N_H, в результате чего в активной среде происходит усиление излучения. Это усиление должно быть достаточно большим. В том случае, когда усиление на двойном (от одного зеркала резонатора до другого и обратно) проходе резонатора превышает суммарные потери (включая и полезные в виде генерируемого излучения!), с каждым проходом интенсивность излучения возрастает. Однако это возрастание не беспредельно, что обусловлено фиксированной мощностью источника питания (накачки) лазера.

Так, в лазерах непрерывного действия, к которым относится и гелий-неоновый лазер, устанавливается стационарный режим генерации, когда суммарные потери энергии в резонаторе в точности компенсируются усилением в активной среде.

В гелий-неоновом лазере активная среда создаётся в газоразрядной трубке при подаче на неё высоковольтного (до нескольких киловольт) постоянного напряжения. Трубка наполнена смесью гелия (He) и неона (Ne) в молярном отношении 5:1. Давление смеси 10²–10³ Па.

Оптические переходы, на которых возникает и усиливается лазерное излучение, осуществляется между возбужденными состояниями атомов Ne; He играет роль вспомогательного газа.

В электрическом разряде, возникающем в газовой смеси между катодом К и анодом А, часть атомов Ne при столкновениях с электронами, обладающими достаточно большой энергией, переходит с основного уровня энергии E₁ на возбужденные – E₃, E₄, E₅, E₆, а часть атомов He – с основного уровня энергии E₇ на возбужденные – E₈ и E₉ (рис.2).

Время жизни атомаNe на уровнях энергии E₄ и E₆ равно 10^-7с, а на уровнях E₃ и E₅ – 10^-8с. Поэтому даже при одинаковых скоростях заселения этих уровней выполняются неравенства N₆ > N₃, N₆ > N₅ и N₄ > N₃, т.е. газовая смесь превращается в активную среду.

Рис. 2

Для поддержания инверсии населённостей необходимо не только заселять верхние уровни энергии E₄ и E₆, но и быстро освобождать нижние (E₃ и E₅). Нижние уровни энергии расселяются только путем ухода возбужденных атомов Ne на уровень энергии E₂. Однако уровень E₂ метастабильный (долгоживущий) и в плазме газового разряда может расселяться только за счет столкновений атомов Ne со стенками газоразрядной трубки. Это затрудняет расселение уровней E₃ и E₅, а значит, и поддержание инверсии населённостей.

Для преодоления этой трудности и вводится в разряд He – донор энергии возбуждения верхних лазерных уровней. Уровни He E₈ и E₉ метастабильны с временем жизни 1 мс и расположены очень близко к уровням Ne E₄ и E₆ соответственно. Поэтому атомы He, находящиеся на уровнях E₈ и E₉, весьма эффективно используются для заселения соответственно уровней энергии E₄ и E₆ атомов Ne путем резонансной передачи энергии:

, (2)

. (3)

Стрелки указывают на то, что процессы (2) и (3) протекают в обе стороны, но, благодаря тому, что атомов Не в несколько раз больше, чем атомов Ne (p_He:p_Ne = 5), доминирующим является процесс, протекающий слева направо.

Лазерное излучение возможно на частотах ₄₃,₆₅ и ₆₃, которым соответствуют длины волн 1,15 мкм; 3,39 мкм и 0,6328 мкм (см. рис. 2). Наибольший практический интерес представляет видимое излучение с ₆₃ = 0,6328 мкм. На рисунке 3 показана принципиальная схема гелий-неонового лазера.

Торцы газоразрядной трубки скошены под углом Брюстера к ее оси, и к ним приклеены круглые плоскопараллельные пластины 2 и 3 (рис.3), изготовленные из оптического стекла (их принято называть окнами Брюстера). За счет этого излучение становится линейно поляризованным – вектор колеблется в плоскости падения – и проходит через окна без потерь на отражение (отражённый пучок света при этом не формируется).

Рис. 3

Оптический резонатор гелий-неонового лазера состоит из двух зеркал 4 и 5. На длине волны генерации _q коэффициент пропускания зеркала 4 (выходного) равен 1,5–2%, а коэффициент отражения зеркала 5 (“глухого”) практически равен единице. Благодаря этому потери энергии в резонаторе на частоте ν_q малы, т.е. добротность резонатора, а значит, и его спектральная селективность велики. Резонатор обеспечивает многократное прохождение излучения через активную среду, что наряду с его высокой спектральной селективностью позволяет обеспечить высокую монохроматичность излучения. Излучение, распространяющееся даже под небольшим (несколько градусов) углом к оси резонатора, проходит малый путь в активной среде, слабо усиливается и выходит через боковую поверхность газоразрядной трубки, а не через выходное зеркало, и поэтому не вносит вклад в лазерное излучение. Напротив, излучение, распространяющееся в активной среде вдоль оси резонатора или под очень малыми (несколько угловых минут) углами к ней, значительно усиливается перед тем как покинуть резонатор через выходное зеркало. Этим и определяется высокая направленность лазерного излучения. Расходимость лазерного пучка минимальна и определяется практически только дифракцией, обусловленной конечным размером поперечного сечения пучка. Поэтому лазерный пучок называют дифракционно-ограниченным.

Измерение расходимости излучения газовых лазеров должно проводиться на больших расстояниях от лазеров (десятки и даже сотни метров) – в так называемой дальней зоне, где лазерный пучок представляет собой круговой конус.

Поэтому в лабораторных условиях измерения расходимости осуществляется методом фокального пятна. Этот метод основан на том, что преобразование поля ближней зоны излучения идеальной собирающей линзой приводит к образованию в фокальной плоскости линзы распределения интенсивности, совпадающего с распределением поля излучения в дальней зоне. Если фронт волны плоский, то он преобразовывается в сферический, сходящийся в фокусе линзы. Лазерное излучение отличается от плоской волны, поэтому в фокальной плоскости образуется пятно радиусом r. Радиусом сечения лазерного пучка r принято считать расстояние от оси пучка, на котором максимальная интенсивность (в центре пучка) уменьшается в е² раз. Тогда, расходимость лазерного пучка  определяется по формуле

, (4)

где F – фокусное расстояние линзы, а = 2r.