Главная > Физика > Лекции по квантовой электронике
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

Лекция четырнадцатая. ИОННЫЕ ЛАЗЕРЫ. ЛАЗЕРЫ НА ПАРАХ МЕТАЛЛОВ

Аргоновый лазер. Схема уровней. Двухступенчатое возбуждение. Зависимость от плотности тока разряда. Условие инверсии. Эффект перекачки газа в разряде. Параметры лазера. Гелий-кадмиевый лазер. Пеннинговский механизм ионизации и возбуждения. Схема уровней. Катафорез. Параметры лазера. К. п. д. газоразрядных лазеров. Самоограниченные переходы. К. п. д., энергия, мощность лазеров на самоограниченных переходах. Медный лазер, схема уровней, параметры лазера.

Гелий-неоновый лазер, рассмотренный в предыдущей лекции, является выдающимся примером лазеров на нейтральных атомах. Среди ионных лазеров на благородных газах выделяется аргоновый лазер, обладающий наибольшей мощностью непрерывного излучения в видимом свете (до сотен ватт). Сочетание высоких выходных параметров с благоприятным расположением рабочих уровней энергии, обеспечивающих генерацию в сине-зеленой области спектра, где приемники излучения наиболее чувствительны, обусловило применение этого лазера в целом ряде важных научных и технических областей. Эти области простираются от нелинейной оптики, исследований рассеяний света, биологических и медицинских исследований, диагностики плазмы до технологической обработки типа подгонки резисторов и скрайбирования микросхем. Одним из важнейших применений аргоновых лазеров является накачка лазеров на красителях, которые будут обсуждены в одной из последующих лекций.

Переходя к существу дела, следует прежде всего отметить, что лазеры, работающие на переходах между возбужденными уровнями ионов благородных газов, характеризуются весьма высокими плотностями тока, требуемыми для достижения порога генерации, что связано с необходимостью поддерживать достаточно высокой степень ионизации газа. Дело в том, что в ионном газовом лазере верхний лазерный уровень засёляется в результате двух последовательных столкновений атома с электронами разряда. Первое столкновение ионизует атом, второе — возбуяедает ион. Следовательно, создание инверсии является двухступенчатым процессом, эффективность каждого из которых пропорциональна току разряда. Значит, в целом эффективность возбуждения по крайней мере пропорциональна квадрату тока разряда, что требует высокой плотности тока для достижения сколько-нибудь заметной инверсии. Для аргоновых лазеров характерны плотности тока в сотни, для больших интенсивностей в тысячи ампер на квадратный сантиметр.

В ионных лазерах на благородных газах энергетические затраты значительны, к. п. д. мал, следовательно, велико паразитное энерговыделение, что приводит к термическим и эрозионным разрушениям разрядных трубок и т. п. С другой стороны, эти

лазеры имеют то преимущество, что инертные газы относительно дешевы, легко могут быть получены в чистом виде, не реагируют с катодами, геттерами, стенками и т. д., не токсичны; эти газы не надо греть, чтобы получить желаемую плотность. Их спектр хорошо изучен.

Упрощенная схема уровней для аргонового ионного лазера приведена на рис. 14.1. Так как все лазерные линии аргонового непрерывного лазера принадлежат к переходам между конфигурациями , то все уровни каждой из этих конфигураций представлены на рис. 14.1 одной линией. Как уже говорилось, возбуждение верхних лазерных уровней происходит ступенчато:

Рис. 14.1. Схема лазерных уровней энергии аргона: прямые стрелки вверх — ионизация и возбуждение, прямая стрелка вниз — излучение, волнистая стрелка—излучательное опустошение нижнего лазерного уровня.

Другими словами, возбуждение уровней -конфигурации происходит из основного состояния иона . Как видно из рис. 14.1, возбуждение непосредственно из основного состояния атомов требует больших энергий. Кроме того, механизм (14.1) подтверждается зависимостью спонтанного излучения лазерных уровней иона от плотности тока. Несомненно, возможны и другие механизмы — например, излучательные каскадные переходы с более высоких уровней иона или передача возбуждения при столкновениях с подходящими по энергии метастабильными уровнями иона. Однако процесс (14.1) оказывается не только наиболее простым, но и дающим в общих чертах верную картину возбуждепия верхних лазерных уровней конфигурации иона Обозначим плотность числа частиц на этих уровнях символом N, плотность числа ионов в основном состоянии символом , а электронную плотность символом . В целом плазма разряда электронейтральна, т. е. . Тогда скорость накачки верхних лазерных уровней в процессе (14.1)

В стационарном разряде плотность электронов пропорциональна плотности тока разряда: Следовательно, . Скорость накачки в стационарных условиях определяет мощность генерации (см. формулу (6.57)). Более тщательное рассмотрение, развиваемое на основе этих простых соображений, приводит к закону подобия для аргоновых лазеров в виде

где — суммарная объемная плотность выходной мощности генерации -лазера во всех мода и на всех линиях сине-зеленой области спектра в непрерывном режиме и — плотность разрядного тока . Соотношение (14.3) довольно хорошо согласуется с экспериментом.

Итак, можно считать, что в активной среде аргонового лазера при соударении нейтральных атомов с электронами сначала образуются возбужденные нейтральные атомы и ионы в основном состоянии. Затем при столкновениях с электронами ионов, находящихся в основном состоянии, образуются возбужденные ионы. Но при рассмотрении любой схемы образования инверсии всегда встают вопросы не только о том, как осуществляется накачка на верхний уровень, но и о том, как обеспечивается опустошение нижнего уровня.

Оказалось, что для ионов нижние лазерные уровни конфигурации опустошаются вследствие вакуумного УФ излучения на волне около 72 нм (см. рис. 14.1). Радиационное (спонтанное) время жизни нижних уровней много меньше, чем верхних . Такое соотношение времен релаксации обеспечивает выполнение условия инверсии (3.2). Действительно, скоростные уравнения типа (13.3) или (13.6), (13.7) в рассматриваемом случае могут быть в пренебрежении индуцированными переходами представлены в виде

где (см. рис. 14.1) — плотность частиц в конфигурации (верхний лазерный уровень), — в конфигурации (нижний лазерный уровень), n — в конфигурации (основное состояние иона), — соответствующие времена жизни, N — плотность общего числа ионов, — плотность электронов, и - константы скоростей возбуждения состояний соответственно. В стационарных условиях, соответствующих непрерывному режиму, . Тогда стационарная инверсия, определяющая коэффициент усиления слабого сигнала, составляет

Очевидно, что условием инверсии является выполнение неравенства или, при не очень сильно различающихся скоростях возбуждения электронным ударом верхних и нижних лазерных уровней, требование

носящее довольно общий характер.

Целесообразно выделить частные случаи. При

что ввиду пропорциональности противоречит опытным данным (14.3). В противоположном частном случае

(14.10)

что хорошо соответствует наблюдаемому экспериментально.

Инверсия получена более чем на 10 линиях. Из них наиболее интенсивны зеленый луч 514,5 нм и синий луч 488,0 нм. Схема уровней, изображенная на рис. 14.1, дает ясное представление о возможном к. п. д. По схеме к. п. д. в реальности — много меньше.

Капиллярный разряд, применяемый для получения генерации в аргоновых лазерах, по своим свойствам занимает промежуточное место между тлеющим разрядом и сильноионизованной дугой, ближе к дуге. Разряд происходит при низком давлении. Оптимальное в смысле генерации давление составляет . Как неоднократно подчеркивалось выше, для поддержания высокой степени ионизации и высокой температуры электронов нужны высокие плотности токов.

Существенно важной особенностью аргоновых лазеров, как, впрочем, и всех ионных лазеров на благородных газах, является быстрый рост выходной мощности с током разряда (см. формулы (14.3) и (14.10)). Это связано с тем, что насыщение механизма создания инверсии (14.7) может происходить при плотностях тока разряда, значительно превышающих реально достижимые.

Высокие плотности тока приводят к тяжелой тепловой нагрузке на стенки лазерной трубки, подвергаемые к тому же интенсивной ионной бомбардировке. Технологические проблемы создания газоразрядных трубок и электродов аргоновых лазеров очень серьезны. Отметим, что измерения доплеровской ширины линии, оказавшейся равной примерно 3500 МГц, свидетельствуют о температуре ионов в 3000 К, что делает эффективной эрозию ими материалов разрядной трубки и электродов.

Высокая удельная тепловая нагрузка приводит к необходимости форсированного охлаждения лазера проточной водой. При этом существенной является теплопроводность стенок разрядной трубки. Наилучшим материалом является бериллиевая керамика . Возможна также конструкция, являющаяся последовательностью металлических и диэлектрических шайб.

Интересной особенностью аргоновых лазеров является возникновение в их газоразрядном канале из-за большой плотности тока эффекта перекачки ионов от анода к катоду, что приводит к появлению продольных градиентов давления и прекращению разряда. Для предотвращения этого эффекта газоразрядная трубка снабжается обводным каналом, обеспечивающим обратную циркуляцию газа. Для того чтобы в обводном канале не горел разряд, его длина делается больше, а диаметр меньше, чем у лазерной трубки.

Наибольшее распространение получили аргоновые лазеры непрерывного действия с суммарной мощностью генерации 5-15 Вт во всех линиях. Для вьщелеиия требуемых линий применяются дисперсионные резопаторы, хотя эффекты конкуренции различных линий генерации в отличие от гелий-неонового лазера малы или совсем отсутствуют. Наибольшие мощности генерации аргонового лазера в непрерывном режиме достигают нескольких сотен ватт.

Отметим в заключение, что при тех же условиях разряда происходит образование ионов , излучение которых попадает в УФ диапазон. В непрерывном режиме наиболее интенсивны линии генерации 363,8 и 351,1 нм. Их мощности обычно достигают единпц ватт.

Среди ионных лазеров заметное место занимают лазеры на парах металлов. Из них наибольшее распространение получил гелий-кадмиевый лазер, в основе принципа действия которого лежит столкновительная передача энергии возбуждения от мета-стабильного атома гелия в состоянии атому кадмия, сопровождающаяся ионизацией этого атома и возбуждением иона. Этот процесс, называющийся пеннинговской ионизацией, происходит по схеме

Константа скорости пеннинговской ионизации определяется сечением , которое в рассматриваемом случае превышает газокинетическое сечение.

Процесс типа

(14.12)

возможен только в случае, когда энергия возбуждения атома А превосходит энергию ионизации и последующего возбуждения иона . Процесс наиболее эффективен, если возбужденное состояние А метастабильно.

В общих чертах процесс (14.11) подобен обсуждавшемуся ранее применительно к гелий-неоновому лазеру процессу (13.8). В отличие от гелий-неонового лазера в случае гелий-кадмиевого лазера точный резонанс возбужденных состояний и нужен, так как избыток энергии уносится электроном, что характерно для пеннинговской ионизации.

Важность накопления энергиивозбуждения метастабильными состояниями атома гелия и процесса передачи этой энергии кадмию отражены в названии рассматриваемого лазера — гелий-кадмиевый. Для сокращения записи этот лазер часто называют кадмиевым.

Схема уровней энергии гелий-кадмиевого лазера довольно проста (рис. 14.2). Она соответствует одному внешнему электрону над замкнутой оболочкой. Метастабильные возбужденные в

разряде состояния гелия могут возбуждать состояния иона . Хотя в неннинговском процессе резонанс неважен, все же наиболее эффективно возбуждение передается в процессе с наименьшим дефицитом энергии, т. е. из. состояния в состояние . Однако инверсная заселенность возникает и удерживается в непрерывном режиме в соответствии с формулой (14.8) благодаря существенно более быстрому распаду нижних (Р) уровней по сравнению с верхними CD) уровнями. Радиационное время жизни состояний составляет примерно , а Р-состояний — . Пленения излучения на переходе нижний лазерный уровень — основное состояние иона; не происходит из-за малой концентрации ионов

Рис. 14.2. Схема рабочих уровней гелий-кадмиевого лазера: волнистая: стрелка вниз — излучательное опустошение нижнего лазерного уровня, наклонная волнистая стрелка — передача энергии возбуждения от гелия к кадмию.

Итак, гелий-кадмиевый лазер подобен гелий-неоновому лазеру по механизму возбуждения верхних лазерных уровней, а аргоновому лазеру — по механизму опустошения нижних лазерных, уровней. Сравнение схем уровней энергии этих трех лазеров (см. рис. 13.3, 14.1 и 14.2) позволяет продолжить сопоставление рассматриваемых газовых лазеров непрерывного действия. Линии генерации гелий-кадмиевого лазера 325,0 и 441,6 нм соответствуют переходам, стартующим с различных уровней. Поэтому в гелий-кадмиевом лазере отсутствует характерная для гелий-неонового лазера конкуренция линий генерации 3,39 и 0,63 мкм. Пеннинговский процесс образования и возбуждения ионов кадмия является одноступенчатым. Поэтому скорость накачки активной среды кадмиевого лазера пропорциональна плотности тока разряда,

а не ее квадрату, как в аргоновом лазере, что приводит к существенно меньшим плотностям тока и мощности, рассеиваемой на единицу длины разрядной трубки.

Интерес к гелий-кадмиевому лазеру обусловлен тем, что этот лазер представляет собой надежный, с низким порогом возбуждения источник непрерывного когерентного света в синей (441,6 нм) и УФ (325,0 нм) областях спектра. Мощности излучения в несколько десятков милливатт соответствует источник питания в несколько сотен ватт, при этом лазер не требует водяного охлаждения, что сильно облегчает использование лазера в физическом эксперименте. Из областей применения гелий-кадмиевого лазера целесообразно указать связанные непосредственно с коротковолновостью его излучения. Это — лазерная фотохимия и исследования разного рода молекулярных рассеяний света типа комбинационного, рэлеевского и мандельштам-бриллюэновского, интенсивность которых пропорциональна . Отметим также высокую монохроматичность излучения этого лазера. Низкий порог возбуждения приводит к тому, что сильного перегрева активной среды нет, и доплеровская ширина линии генерации составляет . Поэтому в спектре генерации хорошо видно изотопическое расщепление линий кадмия. Применение только одного изотопа дает очень узкую линию генерации. Поэтому в гелий-кадмиевом лазере легко получается одночастотный и одномодовый режим.

В парах металлов открыто много лазерных переходов, однако во многих случаях проблемы, связанные с поддержанием однородного распределения паров соответствующих металлов в разряде, делают создание реальных лазеров трудным. В случае кадмия эту проблему удалось решить, используя катафорез ионов в газоразрядной трубке лазера. Катафорезом называется направленное движение ионов в газовом разрдде постоянного тока под действием внешнего электрического поля. В двухфазной системе катафорез приводит к преимущественному потоку компоненты с меньшим потенциалом ионизации к катоду. В трубках большого диаметра обратная диффузия компенсирует эффект катафореза и препятствует созданию больших градиентов концентрации. Но в трубках малого диаметра, характерных для лазеров, диффузия слабее катафореза. В результате может возникнуть большой градиент концентрации, а тогда только в малой части длины разряда будет хорошая для лазера смесь.

Задача решена непрерывной подпиткой кадмия в разрцд около анодного конца трубки. Катафорез при этом используется для того, чтобы прогонять ионы кадмия через всю систему от анода к катоду с контролируемой скоростью. Кадмий удаляется из газовой фазы путем конденсации на холодных стенках расширенной секции лазерной трубки непосредственно перед катодом (рис. 14.3). Разряд поддерживает капилляр при температуре, достаточно высокой для того, чтобы без подогревателей или какой-либо

дополнительной теплоизоляции предохранять стенки капилляра от конденсации кадмия. Давление гелия в системе достаточно высоко для того, чтобы предотвратить диффузию кадмия к герметизирующим окнам кюветы. Заметим, что этот прием широко используется в газовых лазерах для изоляции оптических элементов лазерной трубки от конденсации на них высокотемпературных паров.

Рис. 14.3. Схема газоразрядной трубки гелий-кадмиевого лазера.

Схеме, представленной на рис. 14.3, соответствуют обычно следующие параметры. Длина разрядной трубки 1-1,5 м, диаметр 2-2,5 мм, давление гелия несколько торр. Вначале зажигается тлеющий разряд в гелии, затем чаша, содержащая кадмий, нагревается до температуры , при токе разряда 100 мА массовый поток кадмия составляет , при этом давление паров кадмия составляет . При напряжении и токе 0,1 А энерговыделение на единицу длины газоразрядной трубки составляет около 3 Вт/см, что позволяет применять простое воздушное охлаждение и обычные стеклянные трубки. Всем этим данным соответствует выходная мощность 100-200 мВт на волне 325,0 нм при оптимальной прозрачности выходного зеркала 5—7%.

Конструкция, показанная на рис. 14.3, позволяет после полного испарения кадмия из исходной чаши поменять местами катод и анод и начать испарение кадмия, сконденсированного в охлаждаемой до того чаше.

В заключение подчеркнем различие в проявлениях направленного движения ионов активной среды в аргоновом и гелий-кадмиевом лазерах.

Обратимся теперь к вопросу о к. п. д. газоразрядных лазеров. Эту величину можно представить в виде

где — эффективность действия накачки, точнее, в случае газоразрядных лазеров та доля энергии накачки, вводимой в разряд, которая тратится на возбуждение верхнего лазерного уровня. Энергия этого уровня обозначена символом .

Как мы знаем, условия инверсии в непрерывном режиме требуют быстрого распада нижнего лазерного уровня (см., например (14.8)). Если использовать преимущественный столкновительпый распад нижнего уровня не удается, то остается только одна

возможность — спонтанный распад. Это означает, что нижний уровень должен быть расположен высоко. Тогда отношение имеющее смысл предельного к. п. д. лазерного перехода, мало. Действительно, в газоразрядных лазерах непрерывного действия на атомах или ионах используются высокорасположенные уровни . Обычно . Кроме того, высокое расположение рабочих уровней отрицательно сказывается на эффективности их возбуждения. Основная доля энергии в типичном разряде атомарного газа идет на ионизацию и возбуждение низколежащих уровней. В результате к. п. д. таких лазеров не превышает , что и наблюдается, в частности, для уже рассмотренных нами лазеров.

Заметим, что вовлечение в режим лазерной генерации низколежащих колебательных уровней молекул приводит к высоким значениям , но этот материал будет обсуждаться позднее, в лекциях, посвященных рассмотрению молекулярных газовых лазеров.

Для атомных систем возможно, однако, радикальное решение проблемы к. п. д., сводящееся к переходу от непрерывного к существенно импульсному режиму работы. Дело в том, что при газовом разряде в атомной системе в большинстве случаев основная доля энергии разряда идет на возбуяедение первого резонансного уровня атома. Этот уровень обладает наибольшим сечением возбуждения при соударениях с электронами. Методы вычисления сечений возбуждения электронным ударом тех или иных состояний многоэлектронных атомов развиты слабо. Известно, одпако, что наибольшими сечениями обладают уровни, соответствующие наиболее хорошо разрешенным электродипольным переходам в основное состояние. Именно поэтому первый резонансный уровень возбуждается наиболее легко. Поэтому такой уровень хорошо использовать как верхний уровень лазерного перехода. Тогда нижним уровнем может быть в атомной системе (нейтральные атомы, свободные ионы) только метастабильный уровень, расположенный обычпо ниже первого резонансного. В силу изложенного запрещенный переход возбуждается электронами хуже разрешенного. Следовательно, в процессе возбуждения возникает инверсия, существующая, по крайней мере, какое-то время после выключения возбуждения. Если инверсия достаточно велика и порог самовозбуждения лазера сильно перевыполнен, то возникает генерация, излучение которой сбрасывает частицы с верхнего уровня на нижний, что приводит в конечном счете к исчезновению инверсии и прекращению генерации. По прекращении генерации инверсия восстанавливается не мгновенно, так как нижний лазерный уровень продолжает оставаться заселенным практически в течение своего времени жизни, которое относительно велико.

Следовательно, условия стационарной инверсии (14.7) или (14.8) нарушены, генерация носит импульсный характер, а частота

следования импульсов не может превышать величину, обратную времени жизни нижнего уровня.

В силу вышеизложенного импульсная генерация на переходах, оканчивающихся на метастабильных уровнях, называется самоограниченной или генерацией на самоограниченных переходах.

Анализ работы лазера на самоограниченных переходах может быть сделан с помощью уравнений типа (14.4) — (14.6), дополненных членами, учитывающими сброс инверсии излучением. Учет индуцированных переходов в уравнениях (14.4) и (14.5) делает эти уравнения нелинейными, так как вероятность индуцированных переходов определяется плотностью поля излучения, которая, в свою очередь, определяется числом излучающих частиц. Ситуация становится в значительной мере подобной той, которая возникает при резком включении добротности резонатора в методе модуляции добротности (см. лекцию одиннадцатую).

Действительно, рассмотрим упрощенную схему, В отсутствие излучения уравнения (14.4) — (14.6) описывают кинетику заселения уровней энергии лазера на самоограниченных переходах, но только при условии

(14.14)

Если принять для простоты, что , то в отсутствие излучения Следовательно, . Так как в оптическом диапазоне можно считать , то эта константа равна нулю. Тогда инверсия совпадает с числом частиц на верхнем уровне

Пусть накачка очень интенсивна тогда за очень короткое время много меньшее достаточно короткого времени жизни резонансного уровня произойдет резкое включение глубокой инверсии по закону

(14.16)

Если это включение произошло в стационарном резонаторе с добротностью Q, то дальнейшее развитие импульса излучения в резонаторе происходит таким же образом, что и при стационарной инверсии и резком включении добротности Q.

Режим включения инверсии принято называть включением усиления. Его анализ требует решения нелинейных уравнений типа (11.14) и (11.15). При этом все выводы, сформулированные в лекции одиннадцатой применительно к режиму модулированной добротности, справедливы и в рассматриваемом случае.

За время импульса при глубокой инверсии излучается энергия порядка

(14.17)

Пиковая мощность определяется характерным временем жизни фотона в резонаторе (см. формулу (7.17)):

(14.18)

Нарастание интенсивности излучения в импульсе генерации происходит со скоростью, большей спадание — со скоростью порядка . В соответствии с (6.2) и (7.17) величина может быть оценена выражением

что при больших коэффициентах усиления и, следовательно, малых R дает для значение не как оценку снизу.

Вернемся теперь к вопросу о к. п. д. газоразрядных лазеров. Для импульсного режима формула (14.13) несправедлива. Как мы знаем, после включения инверсии индуцированное излучение идет до тех пор, пока не выровняются населенности. Часть населенности верхнего уровня не используется. В отсутствие вырождения эта часть составляет 1/2 — значение, использованное при приведенных выше оценках. При наличии вырождения эта часть зависит от соотношения статистических весов верхнего и нижнего уровней и составляет . В результате к. п. д. лазера на самоограниченных переходах записывается в виде

(14.20)

где

есть предельный к. п. д. перехода, достигаемый тогда, когда вся энергия тратится на возбуждение верхнего уровня энергии . По существу, является лазерной характеристикой перехода. Множитель обычно заключен в пределах . Отношение для атомов с невысоким нижним уровнем может составлять Следовательно, можно надеяться найти такие переходы, для которых . Сложнее оценить величину . Эксперимент свидетельствует о возможности получения с учетом энергозатрат на создание плазмы значения . В результате полный к. п. д. может составлять 10 — 20%, что явилось бы очень высоким достижением.

Оценим теперь энергетические возможности лазера на самоограниченных переходах. Сечение возбуждения резонансного уровня , при плотности числа электронов и их относительной скорости v = 108 см/с соответствует скорости возбуждения . Следовательно, за время, примерно равное 10 нс, устанавливается инверсия . При плотности числа частиц что соответствует парциальному давлению в несколько десятых долей торра, инверсия достигает значения . Тогда в средней части видимого диапазона за один импульс в соответствии с (14.17) может излучаться энергия . При и резонаторе длиной примерно по (14.19) длительность импульса генерации должна составить примерно 10 нс, а пиковая мощность по (14.18) — 200 МВт/л.

Приведенные выше оценки свидетельствуют о целесообразности разработки обсуждаемых сейчас лазеров.

Существует много металлов, которых достаточно велико. Наибольшим значением обладает зеленая линия таллия: нм. Несколько меньше значения у свинца, золота, меди. На сегодня медный лазер оказался наилучшим как в смысле к. п. д., так и средней мощности в импульсно-периоди-ческом режиме.

Рис. 14.4. Схема рабочих уровней медного лазера. Справа указаны соответствующие электронные конфигурации.

На рис. 14.4 приведена схема уровней атома меди. Два близко расположенных уровня эффективно возбуждаются электронным ударом. Сечения возбуждения в точности не известны. Оценки дают значения для для , что выше, чем у всех подобных металлов. Генерация наблюдается на переходах с этих уровней на метаста-бильные уровни . Наличие только двух линий генерации объясняется конкуренцией.

Времена жизни верхних уровней довольно велики в силу пленения излучения и составляют в реальных условиях около 800 и 400 не, что сильно облегчает требования к источнику импульсного питания. Генерация получена при температуре 1500 °С (давление паров меди 0,4 Торр, плотность ). Равновесная

юольцмановская населенность уровня составляет при этой температуре около . Мощность генерации на зеленой линии (510,5 нм) намного больше, чем на желтой (578,2 нм). Длительность импульсов генерации составляет 5—10 нс, пиковая мощность 200 кВт. При частоте следования достигнута средняя мощность . Эти данные соответствуют температуре 1600-1700 °С, длине разрядной трубки 80—100 см, диаметру 15—25 мм.

Экспериментально показана возможность повышения частоты следования импульсов разряда до 100 кГц. Этому соответствует время жизни нижнего уровня 10 мкс.

К. п. д. может быть улучшен при точном согласовании длительности импульса разрядного тока с временем создания и существования инверсии. Перспективен также переход от продольного к поперечному разряду.

Существенную проблему представляет высокотемпературный режим разрядной трубки лазера. Применяются алюминиевая и бериллиевая керамики на основе . Для предохранения от вылета горячего рабочего газа на окна лазерной кюветы и ее стенки в холодной части, а также для обеспечения разрядного канала в области от холодных электродов до горячего газа применяется буферный газ при давлении несколько торр неона или гелия.

Испарение металлической меди может быть заменено диссоциацией летучих медьсодержащих молекул, взрывом медных проволочек и т. п. Вопрос о применимости всех этих методов создания паров тугоплавких металлов требует специального рассмотрения применительно к конкретной; задаче.

В заключение отметим, что медный лазер с высокой частотой повторения импульсов генерации является в настоящее время наилучшим источником лазерного излучения в зеленой области спектра.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление