Подякувати Студентському архіву довільною сумою
Admin
26.02.2023 12:38
Дякуємо, що користуєтесь нашим архівом!
Аргоновий лазер
Інформація про навчальний заклад
ВУЗ:
Національний університет Львівська політехніка
Інститут:
Не вказано
Факультет:
Не вказано
Кафедра:
Не вказано
Інформація про роботу
Рік:
2005
Тип роботи:
Розрахункова робота
Предмет:
Квантова електроніка
Група:
ЕЛ-31
Частина тексту файла (без зображень, графіків і формул):
Міністерство науки і освіти України
Національний університет “Львівська політехніка”
Розрахункова робота
з курсу:
“Квантова електроніка”
на тему:
“Аргоновий лазер”
Виконав
ст. гр. ЕЛ-31
Прийняв
Львів 2005
І Огляд літератури.
Іонні лазери
В порівнянні з нейтральними атомами шкала енергетичних рівнів іонізованого атома є більш широкою. Дійсно, в цьому випадку кожен електрон атома піддається дії поля додатнього заряду ядра Ze (Z - атомний номер елемента, а е - заряд електрона), екранованого від’ємним зарядом (Z - 2)e решти електронів. Таким чином, результуючий ефективний заряд рівний 2е, в той час як у випадку нейтрального атома він рівний тільки е. Це розширення енергетичної шкали приводить до того, що іонні лазери зазвичай працюють у видимій та ультрафіолетовій області спектру. Як і лазери на нейтральних атомах, іонні лазери можна поділити на дві категорії : 1) іонні газові лазери, що використовують більшість інертних газів, серед яких найбільш відмінним прикладом є Аr лазер; 2) лазери на парах металів, в яких застосовуються різні метали (Sn, Pb, Zn, Cd, і Se); серед цих лазерів виділяється Не-Cd лазер. [2]
Аргоновий лазер
Спрощена схема рівнів енергії, що беруть участь в генерації, в аргоновому лазері приведена на рис.1. Основний стан іона Аr+ отримуємо шляхом видалення одного з шести 3р-електронів зовнішньої оболонки аргону. Збуджені стани 4s і 4р виникають, коли один з тих п’яти електронів, що залишилися на 3р-оболонці закидається на рівні відповідно 4s і 4р. З урахуванням взаємодії з рештою 3р-електронів обидва рівні 4s і 4р, позначені на рис.1, як прості рівні, насправді складаються з декількох рівнів (відповідно 9 і 2). Збудження верхнього лазерного 4р-рівня відбувається з допомогою двохрівневого процесу, що включає зіткнення з двома різними електронами. При першому зіткненні аргон іонізується, тобто переходить в основний стан іона Аr+. Іон Аr+, що знаходиться в основному стані, вдруге співударяється з електроном, що може привести до наступних трьох різних процесів:
1) безпосереднє збудження іона Аr+ на 4р-рівень (процес a на рис.1);
2) збуджень у вище лежачі стани з подальшими каскадними випромінювальними переходами на рівень 4р (процес b на рис.1);
3) збудження на метастабільні рівні з подальшим третім зіткненням з електроном, що приводить до збудження на 4р-рівень (процес с рис.1).
Рис.1. Рівні енергії іона Ar+, які беруть участь в лазерній генерації.
Оскільки процеси 1 і 2 включають два етапи, пов'язані із зіткненнями з електронами, слід чекати, що швидкість накачування у верхній стан буде пропорційна квадрату густини струму розряду. Дійсно, швидкість накачування верхнього стану (dN2/dt)p повинна мати вигляд
(dN2/dt)p ~ NeNi ~ Ne2
де Ne і Ni — густина електронів і іонів в плазмі (Ne≈Ni в плазмі позитивного стовпа). Оскільки електричне поле в розряді не залежить від розрядного струму, густина електронів Ne пропорційна густині розрядного струму і з виразу виходить, що (dN2/dt)p ~ J2. Можна показати, що при високій густині струму розглянутий вище процес 3 також призводить до того, що швидкість накачування пропорційна J2. Таким чином, накачування різко зростає із збільшенням густини струму і для того, щоб розглянутий вище малоефективний двохрівневий процес дозволив закачати досить багато іонів у верхній стан, необхідна висока густина струму (~ 1 кА/см2). Цим можна пояснити, чому перший запуск Аr+-лазера відбувся через 3 роки після запуску Не—Ne-лазера (Бріджес, 1964). Іон Аr+, будучи закинутим на верхній лазерний рівень 4р, може релаксувати на рівень 4s за допомогою швидкої (~ 10-8 с) випромінювальної релаксації. Проте слід зазначити, що релаксація з нижнього лазерного 4s-рівня в основний стан Аr+ відбувається за час, який приблизно в 10 разів коротший. Таким чином, умова безперервної генерації виконується.
З сказаного вище витікає, що генерацію в аргоновому лазері слід чекати на переході 4p → 4s. Оскільки обидва рівні 4s і 4р насправді складаються з багатьох підрівнів, аргоновий лазер може генерувати на багатьох лініях, серед яких найінтенсивнішими є зелена (λ = 514,5 нм) і синя (λ = 488 нм). З вимірювань спектру спонтанного випромінювання було знайдено, що доплерівська ширина лінії Δν0*, наприклад зеленого переходу, складає близько 3500 МГц. Це означає, що температура іонів рівна Т ≈ 3000 К. Іншими словами, іони є дуже гарячими завдяки їх прискоренню в електричному полі розряду. Відносно широка доплерівська лінія також призводить до того, що в режимі синхронізації мод в аргоновому лазері спостерігаються порівняно короткі імпульси (~ 150 пс).
На рис.2 приведена схема пристрою сучасного потужного (≥1Вт) аргонового лазера. Помітимо, що як плазмовий струм, так і лазерний пучок обмежуються металевими (вольфрамовими) дисками, поміщеними в керамічну (ВеО) трубку більшого діаметру. Використовування такої теплопровідної і ізолюючої металокерамічної комбінації необхідне для того, щоб забезпечити хорошу теплопровідність трубки і в той же час послабити вплив ерозії внаслідок високої температури іонів. Діаметр центральних отворів в дисках робиться невеликим (~ 2 мм),
Рис.2. Схематичне зображення потужної аргонової лазерної трубки з водяним охолоджуванням.
щоб зосередити генерацію в ТЕМоо-моді (для резонатора звичайно застосовуються увігнуті дзеркала з великим радіусом кривизни) і щоб зменшити необхідне значення повного струму. У аргонових лазерах доводиться вирішувати проблему катафорезу атомів аргону. Насправді, внаслідок високої густини струму спостерігається значна міграція іонів Аr+ у бік катода. Поблизу катода іони нейтралізуються електронами, емітованими з поверхні електроду, і нейтральні атоми прагнуть скупчуватися в прикатодній області. Для подолання цієї трудності в дисках роблять додаткові зміщені від центру отвори, щоб забезпечити за рахунок дифузії шлях для повернення атомів від катода до анода. Отвори робляться так, щоб через поворотні отвори не йшов струм за рахунок того, що довжина шляхів, що утворюються, більша, ніж довжина шляху через центральні отвори. Внутрішня керамічна трубка охолоджується водою для відведення великої кількості тепла, яке неминуче виділяється в трубці (декілька кВт/м). Звернемо увагу також на те, що в області розряду паралельно до осі трубки прикладається постійне магнітне поле. У такій конфігурації сила Лоренца зменшує швидкість дифузії електронів до стінок. В результаті цього число вільних електронів в центрі трубки збільшується і, отже, зростає швидкість накачування. Це дозволяє пояснити спостережуване збільшення вихідної потужності у разі, коли прикладається зовнішнє магнітне поле. Утримуючи розряд поблизу осі трубки, магнітне поле також зменшує руйнування стінок. Помітимо, що в потужних лазерах (≥1Вт) дзеркала вмонтовуються ззовні трубки, щоб послабити деградацію дзеркального покриття під впливом вакуумного УФ-випромінювання, що випускається плазмою. У малопотужних лазерів (<1Вт) трубка звичайно виготовляється з керамічного (ВеО) блоку, в якому для розряду просвердлюється центральний отвір. В цьому випадку магнітне поле відсутнє, трубка охолоджується повітрям, а дзеркала, як і в Не—Ne-лазері, впаюються в кінці трубки.
Промисловість виготовляє аргонові лазери з водяним охолоджуванням потужністю 1—20 Вт, генеруючі на синьому і зеленому переходах одночасно або тільки на одній довжині хвилі. Також випускаються малопотужні (<1 Вт) аргонові лазери охолодження в яких здійснюється повітрям. В обох випадках вихідна потужність над порогом різко збільшується із зростанням густини струму (~ J2), так-як в аргоновому лазері, у протилежність тому, що відбувається в Не—Ne-лазері, немає процесів, що приводять до насичення інверсії. Проте ККД лазера дуже малий (< 10-3), оскільки мала квантова ефективність (~ 7,5%) і збудження електронним ударом відбувається на безлічі рівнів, які не зв'язані ефективним чином з верхнім лазерним рівнем. Аргонові лазери широко використовуються для накачування безперервних лазерів на фарбниках, для безлічі наукових досліджень (взаємодія випромінювання з речовиною), в лазерних принтерах, в лазерній хірургії і в технічному обладнанні розважальних програм.
Механізми збудження.
Історично перший механізм збудження іонного лазера (мал. 1.1, а) був запропонований Гордоном та ін. Відповідно до цього механізму верхній лазерний рівень збуджується електронним ударом з основного стану іона (процес 2). Передбачається, що іон утворений в результаті зіткнення електрона з нейтральним атомом, що знаходиться в основному стані (процес 1); каскадними переходами з вищележачих рівнів і руйнуванням стану при електронному ударі нехтують. Вважають, що нижній рівень швидко спустошується випромінювальними переходами (для 4s-станів Аr II ці переходи лежать у вакуумній ультрафіолетовій області, λ ~ 74 нм) і його спустошення відбувається швидше, ніж заселення електронним ударом (штрихова стрілка на малюнку).
Якщо прийняти, що плазма в цілому залишається електрично нейтральною і температура електронного газу не залежить від сили струму, то населеність N2 верхнього лазерного рівня можна вважати пропорційною наступним величинам:
N2 ~ neni ~ ne2 ~ j2 (1.1)
Де ne, ni і j — відповідно щільності електронів, іонів і розрядного струму. Квадратична залежність N2 від сили струму підтверджена експериментами із спонтанним випромінюванням для широкого діапазону значень сили струму, тиску газу і розмірів трубки, характерних для неперервних лазерів.[1]
На мал. 1.2 показана діаграма нижніх енергетичних рівнів іона аргону. Інверсію населеності можна створити між рівнями 4р (верхні робочі рівні) і 4s (нижні робочі рівні). Інверсія створюється в основному за рахунок ступінчастого електронного збудження з основного стану іона. Як показують теоретичні оцінки, між двома близько лежачими (в порівнянні з їх відстанню до основного енергетичного рівня) енергетичними рівнями інверсія населеності створюється тоді, коли час життя верхнього рівня більше.[4]. Рівень 4р, що має в порівнянні з рівнем 4s більший час життя, заселяється іонами аргону за рахунок їх зіткнення з швидкими електронами в газовому розряді і за рахунок переходів збуджених іонів з групи розташованих вище рівнів 5р. У той же час рівень 5р, що володіє дуже коротким часом життя, приблизно в 25 раз менше, ніж час життя рівня 4р, швидко спустошується за рахунок повернення іонів в основний стан. Оскільки рівні 5р; 5s; 4р складаються з груп підрівнів, генерація може відбуватися одночасно на декількох довжинах хвиль: від 0,45 до 0,53 мкм (мал. 1.3).[3].
Рисунок 1.3 – схема рівнів і квантові переходи між рівнями аргону (4р – 4р – стійкий лазерний перехід на ( = 0,487 мкм).
Інший механізм збудження, що припускає заселення верхнього рівня одним електронним ударом (мал. 1.1, б), був запропонований Беннетом та ін. Цей механізм, очевидно, працює в розрядах при низькому тиску газу, що збуджуються короткими імпульсами. Одержання електронів з температурою, достатньо високою для одноступінчатого процесу збудження, вимагає великих значень залежності Е/р. Такий режим роботи лазера характеризується деяким розходженням у розподілі вихідної потужності по спектрі генерації. Так, в АrII самою інтенсивною лінією стає лінія 0,4765 мкм, в той час як при роботі в неперервному режимі домінуючими завжди є лінії 0,4880 і 0,5145 мкм. Крім того, одноступінчате збудження при постійній температурі електронів газу повинне приводити до спонтанного випромінювання з верхнього лазерного рівня, інтенсивність якого лінійно залежить, від сили струму розряду.
Одним з аргументів на користь одноступінчатого процесу збудження є те, що перехід зі стану Зр6 нейтрального атома в збуджений стан іона Зр4 (3P) 4р дозволений правилами відбору (незважаючи на те, що це р—р-перехід, парність станів змінюється, тому що при іонізації атом втрачає один електрон). У випромінюванні найбільший вихід очікується для переходів з рівнів Зр4 (3P)2 42рР0 у цьому випадку самою інтенсивною повинна бути лінія 0,4765 мкм, що відповідає переходу 4p2P03/2 → 4s2 P1/2, що має найбільшу імовірність. Згідно Беннету та іншим ця лінія дійсно була найбільш інтенсивною в розряді з Е/р= 1000 В/(см ·мм рт. ст.), що збуджувалися імпульсами тривалістю ~ 20 нс. Більш пізні експерименти Ко-баяши та ін. і Демтредера підтвердили існування двох режимів розряду: 1) розряд при низькому тиску, що збуджується короткими імпульсами, і 2) розряд при високому тиску, що збуджується довгими імпульсами або неперервний.
Лінія 0,4765 мкм була також єдиною лінією, що спостерігав Кулагін та ін. при дуже великому струмі (15 кА) в самозжимаючомуся розряді при Е/р > 1000 В/(см • мм рт. ст.), збудженому імпульсами тривалістю ~ 200 нс.
Аргументом, що говорить проти двоступінчастого процесу збудження (див. мал. 1.1, а), є те, що він повязаний з переходом Зр5 → Зр4 (ЗP)4p, при якому порушуються дипольні правила відбору. Дійсно, перехід на нижній лазерний рівень, Зр5 → Зр4 (3Р) 4s, здається, повинен бути більш імовірний. Однак дипольні правила відбору з'являються в борнівському наближенні, що виконується лише для електронів з енергією, що набагато перевищує мінімальне значення, необхідного для збудження. Оскільки температура електронного газу мала в порівнянні з цим пороговим значенням енергії (що виконується, зокрема, при генерації в неперервному режимі), то більшість актів збудження відбувається поблизу цього порогу. Як відзначали Мессі і Бархоп, у цій області енергій борнівське наближення не виконується і переходи із збереженням парності такі, як Зр6 → Зр4 (3Р) 4р, можуть мати більший ефективний перетин, ніж «оптично дозволені» переходи.
Інше пояснення процесу збудження запропонували Лабуда та ін., які вважають, що він відбувається через проміжний стан, яким є не основний, а метастабільний стан іона. Описаний механізм схематично зображений на мал. 1.1,в. Виміри, проведені по спектрах поглинання, показали, що метастабільні стани мають високу населеність. Ці стани заселяються або електронним ударом з основного стану іона (процес 1 на мал. 1.1, в), або, що більш імовірно, у результаті каскадних переходів з вищележачих рівнів (процес 2), населеність яких пропорційна І2 (за даними, отриманим для спонтанного випромінювання). Можна припустити, що населеність Nм буде змінюватися пропорційно І, а не І2, оскільки розпад стану М відбувається головним чином при зіткненнях з електронами. Ці другі зіткнення і приводять до заселення верхнього лазерного рівня (процес 3), перехід на який у більшій степені дозволений правилами добору, так що залежність N2 ~ I2 зберігається.
Описана картина збудження залишалася незмінною до експериментів Рудко і Танга, що показали, що значна частка населеності N2 зобов'язана випромінювальним каскадним переходам з вищележачих станів (див. мал. 1.1,г). Просумувавши інтенсивності всіх ліній спонтанного випромінювання, що закінчуються на даному верхньому рівні (наприклад, на рівні 4р2 D05/2 ,на якому починається лазерний перехід з λ == 0,4880 мкм), і порівнявши отриману величину із сумою інтенсивностей ліній, що починаються на цьому рівні, можна визначити частину населеності, створювану каскадними переходами з верхніх рівнів.
За даними Рудко і Танга, у газорозрядній трубці діаметром 1 мм, що працює без накладення магнітного поля, ця частина населеності складає близько 50%. Аналогічні виміри, виконані Бріджесом і Халстедом, показали, що в трубці діаметром 3 мм, що працює без накладання магнітного поля, частка населеності того ж лазерного рівня, обумовлена каскадними переходами, складає 23%, а рівня 4р4 D05/2 , який є верхнім для лінії 0,5145 мкм, вона дорівнює 22%. Оскільки населеність Nс того рівня, з якого починаються каскадні переходи, пропорційна І2, така ж залежність від І виходить і для N2 . Таким чином, по виду залежності N2(I) неможливо визначити, яка частка населеності зобов'язана каскадним переходам, а яка подвійним електронним ударам.
Квадратична залежність від сили струму може бути порушена при захопленні випромінювання, що лежить в області вакуумного ультрафіолету, що приводить до дезбудженню нижнього лазерного рівня N1. Звичайно думають, що цей ефект невеликий в режимі безперервної генерації, але виразно зростає при імпульсному режимі роботи іонного лазера.
По мірі того як сила струму зростає, за фронтом імпульсу збудження з'являється інтервал тривалістю в кілька мікросекунд, протягом якого інверсія зменшується. Різниця населеностей (N2 - N1), як було показано Гордоном, на якийсь час знижується до нуля, чи навіть стає негативною, а потім відновлюється. Припускають, що відновлення цієї різниці відбувається внаслідок зменшення захоплення випромінювання, викликаного доплерівським розширенням лінії у вакуумній ультрафіолетовій області з ростом температури газу. В результаті вихідний імпульс ніби розділяється на два, набуваючи характерної форми. Якщо сила струму в імпульсі зростає достатньо повільно, «перший» імпульс часто зникає зовсім, оскільки нижній рівень при захопленні випромінювання заселяється швидше, ніж верхній. Це приводить до затримання лазерного імпульсу на декілька мікросекунд. Тривалість затримки залежить від газу (для Кr і Хе вона більша, ніж для Аr), від його тиску (з ростом тиску збільшується) і магнітного поля (при наявності поля зростає). Характер усіх цих залежностей вказує на те, що саме нагрівання газу (тобто збільшення швидкості руху іонів) приводить до зменшення захоплення випромінювання і відновленню інверсії населеностей.
Закони подібностей.
При деяких припущеннях, можна одержати наступне просте співвідношення для неперервного іонного лазера:
p/V = 10 -5 ·J2 (2.1)
Тут Р/V — сумарна об'ємна густина вихідної потужності (Вт/см3), багатомодової генерації неперервного лазера на АrII, що випромінює на лініях зелено-блакитної області спектру; J — густина розрядного струму (А/см2). Чисельний коефіцієнт у цій формулі був визначений численними експериментами, що проводилися на лазерах з вихідною потужністю 1—10 Вт. Результати деяких ранніх експериментів, виконаних на трубках діаметром 1,8—8 мм, представлені на мал. 2.1. Штриховою лінією показаний хід залежності Р (J), обумовлений формулою (2.1). Є і більш пізні дані, що підтверджують виконання залежності (2.1) в області більш високих значень P/V. Аналогічні криві, побудовані за даними досліджень, показані на мал. 2.2. Квадратична залежність Р від J насправді існує в більш широких межах розміру трубки і величини розрядного струму, чим випливає з мал. 2.1 і 2.2, однак щоб показати це, необхідно в кожній точці зробити виміри при оптимальному тиску газу.
Таким чином, незважаючи на порівняно грубі припущення, використані при одержанні співвідношення (2.1). воно цілком може застосовуватися для практичних розрахунків при значеннях Р/V, не перевищуючих 10 Вт/см3. Співвідношення (2.1) може виявитися справедливим і для лазерів на інших однократно іонізованих атомах, таких, як NeII, КrII і т.д., однак з іншим коефіцієнтом пропорційності. Для цього необхідно лише виконання умови швидкого збудження нижнього рівня енергії, чого, за деякими відомостями (див. нижче), у цих іонів не відбувається.
Робочі характеристики.
Добре відомо, що експериментальні криві Р (J) (чи P(І)), отримані при фіксованому тиску газу, відхиляються від простої квадратичної залежності, що
задається виразом (2.1). При малих значеннях І енергія збудження близька до граничної і вихідна потужність залежить від І значно сильніше, ніж І2, оскільки активна речовина поводиться як речовина з неоднорідним розширенням. (Неоднорідне розширення веде до квадратичної залежності Р від І.) При найбільших досяжних значеннях І щільність нейтральних атомів в активній зоні розряду падає внаслідок того, що атоми переводяться в більш високі іонізовані стани і переміщаються з вузької активної зони в області електродів, де температура нижча. Значення кожного з цих процесів окремо невідомо, але разом вони приводять до субквадратичної залежності Р(І) при великих І. Однак якщо збільшити тиск газу в трубці, залежність Р (І) залишиться крутою і при більш високих значеннях І. Криві, що відповідають різним тискам газу (мал. 3.1). перетинаються один з одним. Для набору таких кривих можна побудувати криву, котра буде відповідати квадратичній залежності Р від І в більш широкому інтервалі значень І, ніж окремі криві.
На мал. 3.2 показаний характерний для аргонового лазера розподіл вихідної потужності по лініях випромінювання в зелено-блакитній області спектру. Ці дані отримані на тій же розрядній трубці, що і данні з малюнку 3.1, при тиску наповненого газу 480 мм рт. ст. Усі криві на мал. 3.2 отримані з використанням лазерних дзеркал, коефіцієнти відбивання яких майже не змінюються в інтервалі довжин хвиль 0,4—0,52 мкм. Змінюючи коефіцієнт відбивання дзеркала, можна збільшувати інтенсивності різних ліній спектру генерації. Наприклад, при використанні дзеркала з високим пропусканням збільшиться вихідна потужність випромінювання на лінії з λ = 0,4880 мкм, що має найбільше підсилення. Використання дзеркала, коефіцієнт відбивання якого трохи збільшений в зеленій області спектру, приведе до збільшення вихідної потужності випромінювання на лінії з λ = 0,5145 мкм.[1].
Конструкція, основні параметри та сфера застосування Аr – лазера.
Особливості конструкції аргонового лазера зумовлені тим, що для його роботи потрібно пропускати через газ струм великої густини, оскільки спочатку потрібно іонізувати нейтральні атоми аргону. Тому необхідно передбачити ефективну систему тепловідводу від газорозрядної трубки (мал.3.3). Газовий розряд створюють в тонкому капілярі 6 діаметра 5 мм, що охолоджується рідким хладоагентом. Робочий тиск газу порядку 220 Па. Для збільшення концентрації електронів в центрі капіляра в розрядному проміжку за допомогою магнітів 8 створюється магнітне поле, яке стискає розряд і не дає йому торкатися стінок. Катод 9 емігрує електрони, які під дією електричного напруження, прикладеного між катодом 9 і анодом 11, рухаються по капіляру до анода. При цьому газ в капілярі також починає переміщатися від катода до анода, що може привести до гасіння розряду, оскільки у анода тиск газу значно підвищується. Для вирівнювання тиску по довжині капіляра катодну і анодну порожнини газорозрядний трубки з'єднують обвідною газовою трубкою 10, що забезпечує циркуляцію газу.
У перших іонних лазерах використовувалися кварцові капіляри, термін служби яких не перевищував 100 год. У більш пізніх конструкціях застосовувалися металокерамічні капіляри. Перспективними є капіляри на основі окисів берилію, які працюють біля 1000 год.
Значним досягненням в конструкції іонних лазерів з'явилося створення лазерної головки з кільцевим розрядом і отримання генерації в ультрафіолетовій області спектра. Кювета являє собою замкнений контур, одну з сторін якого складає капіляр у вигляді повторної обмотки одновиткового високочастотного трансформатора. У цій кюветі немає електродів, які, як правило, забруднюють домішками активну середу. Іншими достоїнствами цієї конструкції є зниження внутрішніх шумів і порівняно мале розширення спектральної лінії.
Блок живлення іонного лазера являє собою могутній (біля 10 кВт) випрямляч, вихідне напруження якого становить 200... ...400 В. Можна використати також високочастотне збудження, при якому зростає довговічність капіляра за рахунок того, що іони, що бомбардують його стінки, при русі у високочастотному полі не встигають набрати великої швидкості. Однак блок живлення в цьому випадку виходить значно складнішим, ніж при збудженні лазера постійним струмом.
У цей час іонні аргонові лазери є найпотужнішими джерелами безперервного когерентного випромінювання в ультрафіолетовому і видимому діапазонах спектра. Створені лазери з потужністю випромінювання в 150 Вт. Теоретичні оцінки показують, що потужність цих лазерів може бути збільшена до декількох сотень ват. Широкому поширенню потужних аргонових лазерів заважає їх висока вартість, складність, малий к. к. д. (~0,1%) і велика споживана потужність (3...5 кВт). Аргоновий лазер в порівнянні з гелій неоновим лазером має деякі особливості.
1. Крива коефіцієнта посилення G (v) в розряді постійного газу асиметрична через доплерівский зсув, пов'язаний з швидкістю дрейфу іонів.
2. Ширина «провалу» Лемба - Беннета на кривій підсилення рівна 100 МГц і перевищує природну ширину лінії, що приводить до значної конкуренції мод і нестійкої генерації випромінювання через зникнення інверсії населеностей.
3. Найбільш характерним типом лазерних переходів є сильна одиночна резонансна лінія в центрі кривої підсилення і більш слабкі резонансні лінії на крилах кривої.
4. Важливим ефектом є стабільність відносно малого числа власних частот при малих рівнях збудження.
Основними областями застосування аргонових лазерів є фотохімія, лазерна технологія і медицина. Особливо перспективне використання в медицині короткохвильового ультрафіолетового випромінювання з довжиною хвилі 0,26 мкм, яке на 90% поглинається нуклеїновими кислотами і тільки на 10% білками. У цьому випадку лазерне випромінювання, що отримується подвоєнням частоти аргонового лазера, виявляється ефективніше рентгенівського і (-випромінювань. Подвоєння частоти випромінювання здійснюється спеціальним пристроєм, принцип дії якої заснований на нелінійних ефектах в кристалах. Останнім часом розроблений також кадмій-гелієвий лазер, відмінний низькими пороговими потужностями живлення (біля 70 Вт) і великою потужністю випромінювання Рвих~ 0,3...0,4 Вт на довжині хвилі 0,839 мкм. [3].
Рис.3.3 Схема конструкції лазерної головки аргонового лезера типу ЛГ – 106
1, 13 – юстировані гвинти; 2 – вікно трубки; 3 – сферичне дзеркало;
4 – юстирована головка; 5 – кронштейн; 6 – капіляр газорозрядної
трубки; 7 – клемова колодка; 8 – магніт; 9 – катод; 10 – спіраль
свобідного каналу; 11 – анод; 12 – вихідне дзерколо; 14 – горизонтуюча
підставка; 15 – штуцер системи охолодження; 16 – кожух.
ІІ Розрахункова частина
Вхідні дані:
Довжина хвилі лазерного променя
Довжина резонатора
Сумарні втрати резонатора
Радіуси дзеркал резонатора
Для ТЕМ11q
Радіус активного елемента
Відношення між еВ і Дж
Електронна температура
Заряд електрона
Стала Планка
1. Розрахунок конструктивних параметрів
точка лежить у внутрішній області - резонатор є стійким
зміщення перетяжки
еквівалентний радіус
хвилеве число
розмір перетяжки
залежність ширини пучка в резонаторі від координати Z
ширина пучка на дзеркалах
На основі отриманих результатів підбираємо:
діаметр плоскопаралельної пластинки
діаметр капіляра
2. Розрахунок спектральних і просторових характеристик
частота випромінювання лазера
доплерівська ширина контура підсилення
відстань між піками коливань в резонаторі
ширина лінії коливань резонатора
контур коливань в резонаторі матиме вигляд
підсилення в активному середовищі
Розрахунок кута розходження лазерного променя
дифракційне розходження
геометричне розходження
загальний кут розходження
3. Енергетичні характеристики
Характеристична енергія
Дрефова швидкість (Визначаємо з таблиць)
Температура
Константа збудення (беремо з таблиць)
Площа поперечного перерізу
Концентрація електронів в плазмі дугового розряду
Густина струму в капілярі
Струм в капілярі
Вихідна потужність на одиницю довжини вихідного елемента
Вихідна потужність Аргонового лазера
Висновок: виконуючи дану розрахнкову роботу, я розрахував конструктивні параметри, спектральні, просторові та енергетичні характеристики, та отримав наступні результати:
а) конструктивні параметри
розмір перетяжки
ширина пучка на дзеркалах
б) спекртальні та прострові характеристики
частота випромінювання лазера
доплерівська ширина контура підсилення
відстань між піками коливань в резонаторі
ширина лінії коливань резонатора
дифракційне розходження
геометричне розходження
загальний кут розходження
в) енергетичні характеристики:
Дрефова швидкість (Визначаємо з таблиць)
Константа збудення (беремо з таблиць)
Площа поперечного перерізу
Концентрація електронів в плазмі дугового розряду
Струм в капілярі
Вихідна потужність Аргонового лазера
Додаток
Таблиця 1. Константа збудження іонів Ar елекронними ударами (*10-13 м2/с)
Перехід
Температура лелктронів, *104град
3
5
8
10
3p-4s
0.023
0.27
1.1
1.7
3p-4p
0.018
0.3
1.4
2.3
3p-3d
0.3
4.4
19
30
4s-4p
480
660
770
800
3d-4p
190
200
200
190
Таблиця 2. Характеристична енергія елекронів Ar, Е при Т=300К
E/N (*10-17В/см2)
Е, еВ
0.01
0.4
0.1
1.5
1
4.5
2
6
4
8
10
8
20
8
40
8
100
8
200
8
400
-
1000
-
Таблиця 3. Дрейфова швидкість елекронів Ar (*106см/с)
E/N (*10-17В/см2)
W
0.01
0.093
0.1
0.16
1
0.29
2
0.34
4
0.4
10
1.2
20
2.3
40
3.9
100
9
200
15
400
28
1000
-
Список використаної літератури:
Физиские основы технологических лазеров: Учеб пособие для вузов./В. С. Голубев, Ф. В. Лебедев; Под ред. А. Г. Григорянца. М.: Высш. Шк., 1987.
Звелто О.Принципы лазеров. – М.: “Мир”, 1990
„Квантовая электроника”, 22, № 6 (1995)
„Квантовая электроника”, 33, № 2 (2003)
Ділись своїми роботами та отримуй миттєві бонуси!
0%
Оголошення від адміністратора