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

Лекция шестнадцатая. СO2-ЛАЗЕРЫ (продолжение)

Спектральные свойства СО лазеров. Вращательная структура. Полосы . Вращательная конкуренция. Перестройка частоты излучения. Плавная перестройка. Импульсный разряд. -лазеры: Самостоятельный и несамостоятельный разряды. Газодинамические лазеры.

Обратимся теперь к спектральным свойствам -лазеров. При малых давлениях ширина линии лазерного перехода определяется доплеровским уширением и составляет 50—60 МГц. Этому соответствует температура газа 400—450 К (см. лекцию вторую). Уширение за счет столкновений при изменении давления на 1 Торр в зависимости от состава газовой смеси составляет Только при давлениях, превышающих 25— 20 Торр, можно считать линию однородно уширенной. При характерных для -лазеров с продольной прокачкой давлениях в несколько торр линия излучения остается столь узкой, что лазер автоматически работает на одной продольной моде.

Вращательная структура колебательных уровней существенно расширяет диапазон возможных частот генерации при колебательной инверсии. В одной колебательной полосе наблюдаются Р- и -ветви генерации. Соответствующие линии генерации обозначаются как и , где — номер вращательного подуровня нижнего лазерного уровня. В Р-ветви переходы осуществляются из состояния с меньшим в состояние с большим которое в соответствии с распределением (15.17), как правило, менее населено. Поэтому усиление на переходах в Р-ветви несколько превышает усиление на переходах в -ветви. Расстояние между отдельными вращательными линиями составляет величину, несколько меньшую . Скорость установления равновесия в системе вращательных подуровней велика (порядка ). Поэтому в стационарных условиях генерация, возникнув на какой-то одной вращательной линии, для которой наилучшим образом выполнены условия самовозбуждения, продолжается на частоте этой линии, а ее мощность определяется накачкой во все вращательные подуровни несимметричного колебания . Интенсивная вращательная релаксация питает энергией тот подуровень, который опустошается излучением. Энергия, накопляемая всеми подуровнями, излучается одним подуровнем. В этом состоит так называемый эффект вращательной конкуренции, во многом ответственный за высокую эффективность -лазеров.

В неселективном резонаторе излучается та вращательная линия, стартовый подуровень которой в колебательном состоянии наиболее населен. Обычно это линии или полосы на частотах 944,2 и (длины воли 10,59 и 10,61 мкм). В -ветви этой полосы наибольшим усилением

обладают линии R(18) и R(20) с частотами 974,6 и 975,9 (10,26 и 10,25 мкм). Обращаясь к рис. 15.4, мы видим, что генерация может происходить не только на переходах полосы , но и на переходах полосы (-ветвь — 9,3 мкм, Р-ветвь — 9,6 мкм). Однако переходы полосы имеют большое усиление, а так как обе эти полосы имеют общий верхний уровень, то в неселективном резонаторе генерация обычно происходит на одной из вращательных линий Р-ветви именно этой полосы (10,6 мкм).

Богатая вращательная, структура, наличие двух колебательных полос с инверсией населенности, вращательная конкуренция позволяют, используя перестраиваемый селективный резонатор, с высокой эффективностью получать лазерное излучение практически на любой из линий Р- и R-ветвей полос . Соответствующие частотные диапазоны показаны на рис. 16.1.

Рис. 16.1. а) Частотные диапазоны дискретной перестройки лазеров на молекулах разного изотопического состава, б) Области плавной перестройки СО2-лазера (заштрихованы).

При малых давлениях возможна только дискретная перестройка (перестройка по линиям) с шагом, соответствующим расстоянию между линиями. Это расстояние различно в разных ветвях разных полос и меняется от 0,8 до в R-ветвях и от 1,5 до в Р-ветвях. При малых давлениях линии много уже расстояния между ними (напомним, что 100 МГц эквивалентны . Существует, однако, возможность их значительного уширения путем резкого увеличения давления рабочей смеси газов. Действительно, вращательные линии сольются в непрерывный спектр, когда их столкновительное уширение будет сравнимо с расстоянием между ними.

Принимая значения спектрального интервала , чему эквивалентны 60 ГГц, и столкновительного уширения , мы находим, что вращательные линии перекроются в пределах одной ветви одной колебательной полосы при давлепии . При таком давлении достигается полное, практически однородное перекрытие линий усиления. На самом деле применение достаточно добротного селективного

резонатора позволяет не требовать столь полного перекрытия, и СО2-лазеры высокого давления обеспечивают достаточно широкие области плавной перестройки частоты излучения в Р- и R-ветвях полос при давлениях 6—7 атм (см. рис. 16.1).

Здесь возникает серьезная проблема обеспечения тлеющего или подобного ему разряда при столь высоких давлениях. Продольный разряд в длинных трубах нереализуем при этих давлениях. В стационарной плазме условия горения разряда сохраняются, как мы это уже неоднократно обсуждали, при постоянстве произведения . В обычных смесях для -лазера оптимальные условия соответствуют значению . При 104 Торр это приводит к диаметру 25 мкм, что нереально. Так как высокие давления интересны не только возможностью плавной перестройки, но и перспективой высокого удельного энергосъема за счет увеличения плотности излучающих частиц в активной среде, то решению проблемы создания однородной плазмы в смесях СО2-лазера большого объема и давления было придано большое значение.

Не вдаваясь в вопросы физики плазмы, отмвтим, что процессом, ограничивающим возможности получения равномерного разряда в газах высокого давления и не в капиллярной геометрии при статическом пробойном напряжении и выше, является образование искрового канала. Тлеющий разряд, имеющий место при низких давлениях, преобразуется в дугу, что срывает генерацию лазера. Однако время развития дуги (или дуг) при самостоятельном разряде конечно. Поэтому однородный разряд в принципе может быть получен в любом газе между двумя электродами, если обеспечить малость времени разряда по сравнению со временем образования дуги. Так мы приходим к импульсному разряду и тем самым к импульсным лазерам.

В традиционной схеме газового лазера с использованием длинных газоразрядных труб, электрический разряд и течение газа в которых осуществляется вдоль оси трубы, совпадающей с оптической осью резонатора, невозможно значительно повысить давление газа, так как при этом резко возрастает пробивное напряжение и требуются многомегавольтные источники импульсного напряжения. Кроме того, индуктивность длинного разрядного контура велика, и разряд в нем не может быть сделан достаточно кратковременным. Увеличение диаметра газоразрядных труб не помогает, так как при этом облегчается шнурование разряда.

Решение было найдено переходом к системам с поперечным разрядом. Суть дела здесь довольно проста. Если электроды газового разряда вытянуть вдоль оптической оси лазера (рис. 16.2), то напряжение питания разряда окажется приложенным под прямым углом к оптической оси. Пробойное напряжение резко снижается по сравнению с продольной конфигурацией. Кроме того, появляется возможность значительного увеличения рабочего объема

за счет развития электродов в направлении, перпендикуляр ном как току разряда, так и оптической оси системы. В этом направлении облегчаются условия прокачки газа для его форсированного охлаждения в случае импульсной работы с высоко частотой повторения (поперечная прокачка). В системах с попе речными разрядом и прокачкой полностью развязаны и сделаш независимыми три основные направления лазерной конструкции - направление распространения лазерного излучения (ось , направление разрядного тока, возбуждающего активную среду (ось у), и направление подачи газовой смеси, создающей активную среду (ось х).

Рис. 16.2. Схема поперечного разряда с предиопизацией УФ излучением искрового разряда.

Вернемся к поперечному возбуждению. Для того чтобы поперечный разряд горел более или менее однородно по сечению и по длине лазерной камеры, необходим» прежде всего быстрый энерговклад. Поэтому большое развитие получили различные методы организации быстрых разрядов, емкостные генераторы импульсных напряяений на основе схем Аркадьева — Маркса, импульсные трансформаторы и т. п. Кроме того, важно подготовить газ к быстрому энерговкладу. Лучшим методом является предварительная, однородная по всему объему ионизация газа. Для этого широко используется УФ засветка рабочего объема. Источником УФ предионизации служат различного рода искровые разрядники, листовые плазменные разряды и т. п., помещаемые непосредственно в лазерную камеру и зажигаемые с небольшим (порядка нескольких десятков наносекунд) опережением по отношению к основному разряду главного энерговклада. УФ Излучение в диапазоне 200 нм производит ионизацию всегда присутствующих в лазерной смеси примесей. При наличии особо чистых газов помогает контролируемое добавление в смесь легко ионизируемых присадок типа трипропиламииа.

Итак, вспомогательные разряды создают предварительную ионизацию, по крайней мере, части рабочего объема около основных электродов, что обеспечивает получение однородного разряда со всей площади электрода. Предварительная ионизация сокращает время, необходимое для того, чтобы инициирующие разряд электроны оказались в разрядном промежутке, когда напряжение питания основного разряда приложено к основному разрядному промежутку. Это позволяет вложить в газ энергию до образования дуги. В свою очередь, на скорость, образования дуги влияет степень обработки электродов, их конфигурация и расположение.

Для того чтобы задержать образование дуги как можно дольше, расстояние между электродами должно быть выдержано с большой точностью одинаковым по всему объему, поверхности электродов должны быть тщательно отполированы и должны иметь конфигурацию, обеспечивающую одинаковую напряженность электрического поля в зазоре по всей поверхности, например так называемые профили Роговского или Брюса. При этом необходимым условием являются малая индуктивность подводящих электрических цепей и быстрое включение напряжения.

Лазеры такого типа (см. рис. 16.2), работающие при атмосферном давлении, получили наименование -лазеров, т. е. -лазеров атмосферного давления с поперечным возбуждением (Transversly Excited Atmospheric!). При скромных размерах и простой конструкции TEA -лазеры представляют собой хороший лабораторный прибор. Энергия в импульсе составляет 1—10 Дж, длительность импульса 100—1000 нс в зависимости от состава газовой смеси. Большое количество азота не только увеличивает запас энергии в активной среде, но и удлиняет процесс накачки излучающего состояния молекул .

При атмосферном давлении время передачи энергии от азота к составляет величину порядка 100 нс, поэтому на временах, меньших 100 нс, наличие азота не сказывается на энергии излучения. В этом масштабе времени излучается энергия, запасенная в несимметричном валентном колебании молекул . При быстром разряде происходит обсуждавшийся нами в лекции четырнадцатой процесс включения усиления, аналогичный включению добротности. При малом количестве (полном отсутствии) азота или на отрезке времени, меньшем (или порядка) 100 нс, импульс излучения имеет типичную форму импульса включения. Наличие азота, работающего как относительно инерционный резервуар энергии, приводит к удлинению импульса излучения, парушению монотонности его хвостовой части и появлению вторичного, правда более расплывчатого, максимума.

Рис. 16.3. Типичная форма импульса излучения TEA СО2-лазера.

На рис. 16.3 приведена типичная форма импульса излучения TEA СО2-лазера. Общая длительность импульса излучения возрастает до 1 мкс, соответственно увеличивается и полная энергия излучения. Обычно в первом пичке излучения содержится от 1/3 до 1/2 полной энергии импульса.

Легко сделать оценку полной энергии импульса излучения TEA СO2-лазера. Пусть условия самовозбуждения сильно перевыполнены.

Тогда полная энергия в импульсе излучения определяется энергией несимметричного валентного колебания молекул и колебательной энергией молекул находящихся в резонаторе лазера. За полное время импульса колебательная энергия азота передается и излучается. Очевидно, что искомая энергия

где и — полное число возбужденных молекул и азота соответственно. Этому выражению можно придать более удобную форму, введя коэффициенты характеризующие степень возбуждения, т. е. среднее число колебательных квантов моды приходящихся на одну молекулу соответственно, перейдя от числа частиц к парциальным давлениям и вспомнив, что для идеальных газов

где Р — полное давление газовой смеси в лазерной кювете, V — рабочий объем лазера, — концентрации азота и гелия соответственно, отнесенные к концентрации в используемой смеси . Произведение давления на объем имеет, как известно, размерность энергии. Если измерять V в литрах, Р — в атмосферах, a Q — в джоулях, то для приведенной энергии получается простое соотношение

(16-3)

С понижением температуры удельный энергосъем возрастает. При комнатной температуре . В хорошо организованном разряде достигаются значения . Тогда для смеси 1:2:3 значение удельного энергосъема составляет

что хорошо отвечает экспериментальным результатам. Заметим, что первый и второй члены в числителе формул (16.2) и (16.3) дают относительные доли энергии, излучаемой в первом пичке и в хвостовой части импульса TEA -лазера (см. рис. 16.3).

Проведенная выше оценка правомочна, так как при атмосферном давлении время вращательной релаксации составляет 0,1 нс, время установления равновесия в одной, колебательной моде — также 0,1 нс, а колебательно-поступательная релаксация молекулы идет через колебание со временем 500 нс.

В заключение обсуждения вопроса о TEA -лазерах отметим, что для них вследствие столкновительного уширения порядка

3 ГГц (или ) характерна большая ширина линии усиления, что позволяет методами синхронизации мод получать импульсы длительностью «1 не. Заметим также, что эти лазеры склонны к пассивной синхронизации мод, вследствие которой импульсы их излучения изрезаны нерегулярным образом с характерным временным масштабом примерно в . Рис. 16.3 представляет результаты, полученные с малым временным разрешением.

Применение систем с двойным разрядом в -лазерах атмосферного давления и большого объема дает хорошие результаты за счет предварительной ионизации, прежде всего прикатодной области. Это снижает работу выхода электронов с поверхности катода и облегчает формирование однородного разряда. Но в объеме газа предварительно созданных электронов мало . Поэтому механизм развития основного разряда остается по-прежнему лавинным, склонным к дугообразованию. Это ограничивает ввод энергии в активный объем лазера. Самостоятельный характер разряда, при котором и пробой газового промежутка (т. е. ионизация газа в промежутке), и энерговкяад в этот промежуток (т. е. специфический разогрев канала пробоя внешним электрическим полем) производятся одним и тем же источником высокого напряжения, препятствует созданию достаточно эффективных TEA -лазеров большого объема и не позволяет поднимать давление заметно выше атмосферного.

Переход к несамостоятельному разряду, когда ионизация газа осуществляется каким-то независимым агентом, например пучком быстрых электронов, а энергия вкладывается оптимальным образом в уже ионизованную среду, обеспечивает однородное возбуждение рабочей смеси газов при отсутствии пробоя в газе, т. е. при значениях . Как мы помним, оптимальным с точки зрения возбуждения является значение . Тогда при плотности числа электронов реализуется достаточно эффективный энерговклад в рабочий газ и достигается высокая степень возбуждения колебаний азота и уровней молекул . Внешний источник ионизации полностью подготавливает газовую смесь к энерговкладу, делает «линейной» ее вольт-амперную характеристику, позволяет регулируемым образом возбуждать лазерный объем. Именно с помощью несамостоятельных разрядов создаются -лазеры высокого давления с плавной перестройкой частоты излучения, а при атмосферном давлении получены рекордно большие энергии излучения.

Прежде чем перейти к неэлектрическим методам создания инверсии в -лазерах, остановимся на одном чрезвычайно важном обстоятельстве, на которое впервые в ходе нашего изложения следует обратить внимание в связи с СO2-лазерами. Речь идет о лучевой прочности оптических материалов, применяемых при создании и эксплуатации лазеров (окна, зеркала,

линзы, призмы и т. п.). По существу этот вопрос выходит за рамки нашего курса, являясь объектом изучения процессоввзаимодействия лазерного излучения с веществом. Но -лазеры являются источником столь интенсивного излучения, что свойства материалов, пусть взятые как феноменологические параметры, необходимо принимать во внимание с самого начала разработки этих лазеров.

Наилучшими прозрачными материалами, которые могут быть использованы как окна газовых кювет СО2-лазеров, являются щелочно-галоидпые кристаллы типа широкозопиые полупроводники типа кристаллы на основе соединений таллия . В импульсах длительности от 0,1 до 1 мкс эти кристаллы без разрушения выдерживают лучевую нагрузку (плотность энергии излучения) . Тогда, приравнивая для грубой оценки то, что может дать активное вещество (формула (16.2)), к тому, что может выдержать материал окна, мы получим простое условие

ограничивающее длину активной среды лазера l и давление в нем р. Оптическая стойкость металлических отражающих зеркал и самой активной среды лазера выше, поэтому ограничивающей является непрочность прозрачных материалов.

В непрерывном или импульсно-периодическом режимах задолго до появления необратимых изменений возникает много вопросов, связанных с термооптическими искажениями. В целом можно считать, что современные материалы позволяют работать в непрерывном режиме с интенсивностями порядка нескольких киловатт на квадратный сантиметр.

Обратимся теперь к методу создания активной среды газовых лазеров, принципиально отличному от тех, которые обсуждались в предыдущих лекциях.

Рассмотрим газодинамические лазеры. В этих лазерах источником энергии излучения служит тепловая энергия молекулярного газа, равновесно нагретого до высокой температуры. При тепловом равновесии, как бы высока ни была температура, инверсии быть не может. Тепловая энергия равнораспределена по всем степеням свободы-молекул, в том числе и по колебательным степеням свободы. Но различные колебательные моды многоатомных молекул могут релаксировать с различной скоростью. Поэтому если резко изменить условия, то разные моды могут подойти к новому равновесию за разное время. Значит, при резком изменении термодинамических параметров газа в процессе перехода от одного состояния равновесия к другому может существовать отрезок времени, в течение которого термодинамическая неравновесность газа имеет характер инверсии, если только более высоко расположенный уровень энергии релаксирует медленнее. Именно так обстоит дело в случае молекул применительно

к колебаниям (верхний лазерный уровень) и (эффективный нижний лазерный уровень). Поэтому инверсия за счет энергии нагретого газа может образовываться в процессе колебательной релаксации при быстром охлаждении газа.

Простейшим способом быстрого охлаждения больших массовых потоков газа является газодинамическое охлаждение при сверхзвуковом истечении сжатого и нагретого газа практически в вакуум. Сверхзвуковое расширение должно понижать температуру и давление газовой смеси за время, короткое по сравнению с временем жизни верхнего лазерного уровня и длительное по сравнению с временем жизни нижнего лазерного уровня. Для этого расширение газа должно быть организовано при истечении через сверхзвуковое сопло с малой высотой критического сечения .

Рис. 16.4. К идее газодинамического, лазера. Вверху — профиль сопла, внизу — график зависимости населенности от расстояния (в произв. ед.); 1 — нижний уровень, 2 — верхний уровень. Штриховая линия — местоположение критического сечения сопла.

Тогда газовая смесь меняет свои параметры на отрезке длиной 1 — 2 см по потоку, что при сверхзвуковой скорости течения приводит к тому, что населенность верхнего уровня сохраняется такой же, как у горячего газа, а нижнего соответствует низкой температуре газа после расширения. Существенную роль в реализации этого режима играет добавление азота, обладающего большим временем жизни и накачивающего уровень молекул . Рис. 16.4 поясняет сказанное.

Очевидно, что инверсия существует на каком-то конечном отрезке в области вниз по потоку от сопла, где и должны быть установлены соответствующие зеркала. Отметим, что резонатор газодинамического -лазера работает в своеобразных условиях — активное вещество вносится в резонатор с большой скоростью перпендикулярно его оптической оси.

В газодинамических лазерах тепловая энергия молекул газа непосредственно преобразуется в энергию когерентного электромагнитного излучения. Этот лазер является своего рода тепловой машиной, и его к. п. д. определяется температурами рабочего тела — высокой и низкой. Однако поднимать слишком высоко высокую температуру нельзя из-за диссоциации опускать низкую слишком низко нельзя из-за опасности конденсации . Эти обстоятельства накладывают ограничение на к. п. д. газодинамических лазеров, в реальных условиях исчисляющийся единицами процентов.

Основным достоинством газодинамических лазеров является их высокая выходная мощность в непрерывном режиме работы, достигающая мегаваттного диапазона, что обусловлено тем, что сверхзвуковой поток газа может проносить через резонатор лазера большое количество возбужденных молекул в единицу времени. Естественно, что такие лазеры представляют собой сложное инженерное сооружение.

Прошедший через резонатор газ выбрасывается обычно в атмосферу. В случае обычной лазерной смеси на высоком уровне мощности это приводило бы к большим невосполняемым потерям гелия, что недопустимо. Поэтому гелий заменяется парами воды, в небольшой концентрации (1—2 %) способствующими столкновительному опустошению нижнего уровня . Большая концентрация воды ускоряет релаксацию уровня молекул и тем самым дезактивирует основной носитель энергии возбуждения — молекулярный азот, снижая, таким образом, к. п. д. лазера.

Нагрев газа внешними источниками тепла нерационален. В установках большого масштаба нагретая до 1300—1400 К газовая смесь требуемого состава получается сжиганием соответствующим образом подобранных углеводородных топлив в воздушной атмосфере. Это обстоятельство в еще большей степени подчеркивает тот факт, что в газодинамических лазерах тепловая энергия непосредственно преобразуется в энергию когерентного электромагнитного излучения.

Газодинамический метод создания инверсии получил основное развитие применительно к -лазерам. Предложено и разработано много вариантов разогрева газа, исключения опасности диссоциации при высоких температурах путем разогрева одного только азота и подмешивания к колебательно возбужденному азоту после прохождения азотом критического сечения сопла и «поступательного охлаждения».

Очевидно, что газодинамический метод может быть применен и к молекулам, для которых (или для смесей которых с какими-либо другими молекулами) возможно «замораживание» высокой колебательной температуры более высоко расположенного колебательного уровня и быстрая термализация нижнего колебательного уровня при резком охлаждении газа (см. рис. 16.4).

Итак, в электроразрядных молекулярных лазерах используется разнесение каналов релаксации по различным колебательным модам и возбуждение долгоживущей моды либо непосредственно электронным ударом, либо путем передачи энергии возбуждения от газа — носителя энергии, возбуждаемого электронным ударом. В газодинамических лазерах для возбуждения Используется термодинамически равновесный нагрев, который приводит к термодинамически неравновесному распределению населенностей при сверхзвуковом истечении газа за счет различия скоростей релаксации по упомянутым выше разнесенным каналам.

Совершенно аналогично для возбуждения газа могут быть использованы экзотермические химические реакции, часть энергии при протекании которых может высвобождаться в виде колебательной энергии молекул. Если эта колебательная энергия передается затем, скажем, молекулам , то получающийся при этом химический -лазер в значительной мере подобен газодинамическому -лазеру с большим количеством азота. Вместе с тем энергия возбуждения химического происхождения может быть непосредственно использована для создания лазерных активных сред. Поэтому химические лазеры, составляя отдельных класс лазерных систем, представляют большой самостоятельный интерес. При их рассмотрении не следует все же забывать, что с достаточно общих позиций природа газодинамических и химических лазеров выглядит одинаковой: в активной среде этих лазеров переход от одного равновесного состояния к другому осуществляется таким образом, что в течение некоторого конечного времени реализуется существенно неравновесное состояние инверсией населенностей.

Подчеркнем также, что в химических лазерах происходит прямое преобразование химической энергии в энергию когерентного электромагнитного излучения, а привлекательность этих лазеров объясняется тем, что существует большое число химических реакций с огромпым энерговыделением.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление