Основы квантовой электроники (стр. 15 )

При столь малом pAr и высокой j становится существенным электрофорез газа в ПС–перемещение аргона к аноду за счёт столкновений электронов плазмы с атомами и передачи им импульса в направлении анода, что приводит к появлению градиента концентрации аргона и давления газа вдоль трубки и может вызывать даже погасание разряда. Параметры плазмы и скорость накачки лазерного перехода становятся неоднородными и неоптимальными по длине резонатора, что снижает мощность лазера. Для понижения этого градиента анодная и катодная области разрядной трубки соединяются обводным каналом (“байпасом”). В связи с большим энерговкладом в разрядную трубку, применяется водяное (реже воздушное) охлаждение. Мощность генерации достигает десятков и даже сотен Ватт. Квантовый КПД лазерного перехода составляет 0,06, а полный–около 10‑3.

Аргоновый ионный лазер используется для накачки перестраиваемых лазеров на конденсированных средах (см., раздел 5), в проекционных установках для демонстрации световых эффектов, в голографии, метрологии (см., раздел 6) и др.

Подобный механизм накачки и условия разряда–и у лазера на ионизированном криптоне (Kr+-лазера), излучающего красную линию с λ647нм. Лазер, работающий на смеси аргона и криптона, излучает одновременно на трёх линиях, синей, зелёной и красной: λ488нм и λ514,5нм Ar+ и λ647нм Kr+.

	Процессы в плазме ПС, приводящие к накачке лазерных переходов
б) одноступенчатая ударная ионизация Ar c возбуждением
в) двухступенчатая ударная ионизация Ar c возбуждением
1-я ступень:
2-я ступень:

Рис. 4.1. Диаграмма энергетических уровней нейтрального и однократно ионизированного атома аргона и процессы накачки лазерного перехода

Рис. 4.2. Схема аргонового ионного лазера. Источник питания не показан. Селекция линий генерации осуществляется поворотом призмы Литтрова. 1 – анод («+» источника питания), 2– катод («–» источника питания), 3–графитовые или керамические (из ВеО) шайбы с разрядным каналом 4 и узким отверстием для пропуска газа (обводной канал), 5–зеркало ООР, 6 –“Брюстеровское” окно трубки, 7–призма Литтрова с отражающим покрытием 8; 9‑подвижное соединение, 10–рубашка водяного охлаждения, 11–соленоид.

4.2.2. Лазеры на квантовых переходах с резонансного на метастабильный уровень в атомах и ионах. У лазеров этой группы время жизни нижнего лазерного уровня τ1 превосходит время жизни верхнего τ2, т. е. τ2/τ1<1, поэтому инверсия населённостей может быть создана только в период т. наз. ионизационной неравновесности плазмы в короткий промежуток времени в момент включения разряда или, как говорят: “на переднем фронте” импульса тока.

Наиболее ярким представителем таких лазеров является импульсный лазер, работающий на парáх меди и излучающий на электронных переходах в атоме меди. Диаграмма нижних энергетических уровней атома меди приведена на рисунке 3,а. Символом «0» обозначен основной энергетический уровень атома меди с электронной конфигурацией (1s2…3p6)3d104s Cu0. Инверсия возникает между верхними лазерными уровнями «2» конфигурации ( )3d104p Cu* и нижними уровнями «1» конфигурации ( )3d94s2Cu* на зелёной (λ510,5нм) и жёлтой (λ578,2нм) линиях в импульсном режиме.

Опишем свойства уровней «1» и «2». Уровень «1» является метастабильным, поскольку переход в единственное нижерасположенное по шкале энергий состояние «0», запрещён правилами отбора. Для изолированного атома Cu вероятность (A10)изол≈103с–1, а в плазме, вследствие столкновений с электронами и атомами газа, она повышается, и τ1≈10–5с.

Уровень «2» является резонансным. Вероятность спонтанного перехода «2»→«0» для изолированного атома (A20)изол≈108с‑1. В плазме при концентрации атомов меди ~1015см‑3, эта вероятность снижается на два порядка за счёт эффекта пленения резонансного излучения. Вероятность спонтанного перехода «2»→«1»: A21~107с–1, и, таким образом, время жизни уровня «2»: τ2~10–7с, и τ2/τ1≈10–2. Требуемое для генерации условие (4.1) достигается путём избирательного (селективного) ударного возбуждения уровня «2» из основного энергетического состояния «0» при столкновениях 1-го рода быстрого электрона с атомом Cu0:

e (быстрый) + Cu0«0»(3d104s) → Cu*«2»(3d104p)+e. (4.2)

Скорость ударного возбуждения уровня «1» на несколько (~пять) порядков ниже, поскольку (A10)изол/(A20)изол≈10–5.

Цикл работы лазера, продолжающийся около 10мкс, показан на диаграммах (рис.4.3,б–е). Перед приходом импульса тока, согласно распределению Больцмана, атомы меди находятся преимущественно в состоянии «0». В момент зажигания разряда, на переднем фронте импульса тока, атомы меди селективно возбуждаются в состояние «2» (рис.4.3,б), между уровнями «2» и «1» возникает инверсная заселенность, и за счёт индуцированных переходов происходит генерация (рис.4.3,в), в результате которой происходит накопление частиц на уровне «1». Как только n1 становится равной n2, инверсия исчезает и генерация прекращается (рис.4.3,г). Время существования инверсии, а следовательно–и длительность импульса генерации τг , определяются скоростью перехода «2»→«1» и составляют обычно несколько десятков наносекунд. Понятно, что именно квантовые переходы «2»→«1», главным образом–индуцированные, и ограничивают время существования инверсии, поэтому такие лазеры часто называют “лазерами на “самоограниченных” переходах”. После прекращения импульса тока (рис.4.3,д) начинается столкновительная релаксация атомов Cu из состояния «1» в основное состояние «0», и следующий импульс тока может быть подан только после полного опустошения уровня «1» (рис. 4. 3,е). Необходимая для этого пауза в протекании тока определяет предельную частоту повторения импульсов тока и лазерного излучения.

Рис.4.3. Динамика заселённости уровней меди при генерации на «самоограниченных» переходах с верхнего лазерного уровня «2» на нижний уровень «1» (зелёная λ510,5нм и жёлтая λ578,2нм линии излучения). а–схема рабочих (нижних энергетических) уровней атома меди; б–населённость уровней перед включением импульса тока, в–на «переднем» фронте импульса тока, когда имеют место инверсия и генерация, г–в момент исчезновения инверсии и прекращения генерации, д–после окончания импульса тока, е–после полной релаксации частиц с уровня «1» на уровень «0»

Для возбуждения лазера на парáх меди (рис. 4.4) используется ПС импульсного разряда в смеси паров меди с так называемым буферным газом (чаще–неоном). Атомы меди в газообразном состоянии возникают при испарении металлической меди (или галогенида меди), помещаемой внутрь разрядной трубки, за счёт её нагрева энергией, выделяемой в газовом разряде (режим “саморазогрева” трубки). Буферный газ в этом лазере необходим для:

1) предварительного зажигания разряда и нагрева трубки до температуры испарения меди;

2) защиты выходных оптических окон трубки от конденсации на них паров меди, что препятствует появлению дополнительных потерь β2 в ООР;

3) протекания столкновительной релаксации атомов меди из состояния «1» в основное состояние «0» в межимпульсный период.

Достоинством лазеров на «самоограниченных» переходах является большая средняя мощность (до 102Вт) и высокое усиление α0. В результате лазерный пучок успевает сформироваться за короткое время существования инверсии τг, совершив всего несколько проходов через активную среду, а в т. наз. режиме «сверхизлучения»–всего один проход. Поэтому лазеры на самоограниченных переходах с равным успехом работают при устойчивом и неустойчивом резонаторах, только с одним “задним” зеркалом (с R=1), и даже без резонатора.

Среди многочисленных применений лазера на парáх меди выделим накачку лазеров на красителях (см., раздел 5), обработку материалов, хирургию и др. На базе этого лазера создан лазерный проекционный микроскоп.

На “самоограниченных” переходах в атомах работают лазеры на парах золота (λ312,3нм и 627,8нм), марганца (λ542…553,8нм), стронция (6,4мкм), инертных газов, а на “самоограниченных” переходах в атомарных ионах–лазеры на парах ртути, бария, кальция, стронция, европия и др.

Рис.4.4. Схема импульсного лазера на парах металла (меди). 1–разрядный канал с ПС, 2 и 3–электроды, 4–навески рабочего вещества(меди), 5–вакуумноплотная теплоизолирующая оболочка разрядной трубки, 6–зеркала ООР, С-накопительный конденсатор, Т–электронный ключ (тиратрон)

4.2.3. “Самоограниченные” лазерные переходы молекул. На рис.4.5 показана схема термов молекулы N2 с лазерным переходом на УФ-линии λ337нм между колебательными подуровнями электронного C3Πu-терма (верхнее лазерное состояние «2») и B3Πg-терма (нижнее состояние «1»). Отношение τ2/τ1≈40нс/10мкс<<1. Оказалось, что вследствие малого времени существования инверсии (3…10нс) наилучшим для возбуждения N2-лазера с высоким давлением является разряд поперечного типа по схеме “Блюмляйн”, с “бегущей волной тока” (рис. 4.5,б).