Контрольная работа: Наиболее важные применения газового разряда

. Газоразрядные лазеры с ПС

газоразрядный свет плазменный ионный

Возбуждение активной среды лазеров в газовом разряде позволяет использовать большое число разнообразных механизмов накачки лазерного квантового перехода, таких как ударное возбуждение активных частиц электронами, возбуждение частиц в неупругих столкновениях 2-го рода с атомами и ионами буферного газа. Это обеспечивает получение инверсной заселенности и генерации на переходах в атомах, ионах и молекулах, причем не только газов, но паров металлов и др. веществ, которые при нормальных условиях находятся в конденсированном состоянии. Излучение газоразрядных лазеров обладает наибольшей монохроматичностью, когерентностью, и достаточной для большого числа применений мощностью. В данном разделе на основе материала, изложенного ранее, для различных механизмов накачки лазерного перехода анализируются причины насыщения мощности лазерного когерентного излучения, откуда вытекают оптимальные параметры газового разряда, используемого для накачки: парциальные давления газов и паров металлов, плотность тока и др.

Большинство активных сред газоразрядных лазеров возбуждаются в ПС разряда. На рис. 6-11 показаны схемы газоразрядных лазеров с самостоятельным разрядом и с различными активными средами. У всех лазеров электроды разрядной трубки конструктивно вынесены за пределы активной зоны оптического резонатора, ось цилиндрического ПС совпадает с осью резонатора, составленного из зеркал с отражающим покрытием. Выходные оптические окна, герметизирующие разрядную трубку, в большинстве случаев ориентируются под углом Брюстера к оси резонатора (и распространяющемуся между зеркалами лазерному лучу), что обеспечивает линейную поляризацию луча и минимальные потери на отражение.

Точный анализ процессов накачки и генерации достаточно сложен, однако для лазеров с непрерывным излучением (при стационарном разряде) качественно правильные результаты могут быть получены в приближении, когда можно пренебречь населенностью нижнего лазерного квантового состояния в расчете на единицу статвеса уровня (n₁/g₁) по сравнению с населенностью верхнего состояния (n₂/g₂), т.е. когда

g₁n₂>> g₂n₁,(3)

что, в частности, справедливо, когда времена релаксации уровней τ₂>>τ₁. В этом случае связь выходной мощности излучения лазера и скорости накачки лазерного перехода дается выражением:

P_вых^max = hν₂₁·F₂·V ,(4)

где hν₂₁-величина кванта излучения, F₂-скорость накачки верхнего лазерного уровня (лазерного перехода), V-объем активной среды. Отсюда можно получить значения оптимальных параметров разряда при различных механизмах накачки лазерного перехода для наиболее эффективных газоразрядных лазеров.

Оптимальные условия разряда для газоразрядных лазеров с накачкой передачей возбуждения.

Гелий-неоновый лазер. Схема лазера показана на рис. 6. В данном лазере используется газовый разряд в смеси гелия (“буферный” газ) с неоном (“рабочий” газ). Накачка лазерного перехода в газоразрядной плазме ПС осуществляется по следующей схеме:

а) создание атома гелия в метастабильном состоянии (He_m) путем ударного возбуждения невозбужденного атома гелия в ПС:

e(ПС) + He₀ → He_m;

б) передача возбуждения от He_m атому неона в основном энергетическом состоянии (Ne₀):

He_m + Ne₀ → He₀+ Ne^* (4s, 5s) ± Δε ,

где Ne^*- атом неона в верхнем лазерном состоянии (4s или 5s).

В этом случае выражение для скорости накачки лазерного перехода F₂ будет

F₂ = N(He_m)·N(Ne₀)·K_ПВ ,(5)

где K_ПВ=<Q_ПВ·V> - константа передачи возбуждения (усредненное по скоростям взаимодействующих частиц эффективное сечение передачи возбуждения от метастабильного атома гелия He_m атому неона Ne₀). Поскольку в ПС плотность тока j и полный ток I пропорциональны плотности электронов n_e (см., (3.9)), то для того, чтобы получить зависимость F₂ от тока разряда, необходимо проанализировать, как зависят от концентрации электронов в ПС все входящие в (5) параметры, т.е.

F₂(I) ~ F₂(n_e)= N(He_m)(n_e)·N(Ne₀)·K_ПВ .(6)

Зависимости F₂τ₂, g₂F₁τ₁/g₁, а также коэффициента усиления κ₀(n_e)~P_вых(n_e) показаны на рис. 7,а. Максимальной P_вых соответствует I_opt/R=0,1А/см, где R-радиус ПС (внутренний радиус разрядной трубки). Последнее соотношение является соотношением подобия для лазеров с трубками различного радиуса.

Аналогично тому как это было сделано для тока (6), найдем соотношение подобия для оптимального давления гелия: зависимость

F₂(p_He) = N(He_m)(p_He)N(Ne₀)K_ПВ ,(7)

показана на рис. 7,б, откуда для различных R можно получить p_He^optR≈0,15Тор∙см, и можно найти оптимальное давление гелия для разрядных трубок различного радиуса.

Зависимость F₂ от давления неона можно получить, проанализировав выражение

F₂(p_Ne) = N(He_m)(p_Ne)·N(Ne₀)(p_Ne)·K_ПВ .(8)

Зависимость концентрации метастабильных атомов гелия N(He_m) от p_Ne показана на рис. 7,в. Видно, что оптимальному значению p_Ne^opt соответствует снижение концентрации N(He_m) примерно в 2 раза. Отсюда для различных R можно получить: p_Ne^opt·R≈0,03Тор∙см, откуда находится оптимальное давление неона. Соотношения подобия для трёх линий генерации He-Ne лазера при оптимальных условиях разряда, а также для ненасыщенного коэффициента усиления κ₀ и мощности He-Ne лазера P_вых^max приведены в таблице 1.

Таблица 1

Лазер на двуокиси углерода (CO₂-N₂-He-лазер). Рабочим газом, на переходах которого возникает инверсная заселенность является CO₂, азот и гелий - буферная смесь газов. При работе этого лазера для поддержания инверсной заселенности требуется интенсивное охлаждение активных частиц-молекул СО₂ в ПС, чему способствуют введение гелия в смесь газов и наличие рубашки водяного охлаждения, охватывающей область ПС лазерной разрядной трубки (см., рис. 8). Накачка лазерного перехода с λ=10,6мкм СО₂ (верхнее колебательное квантовое состояние - CO₂(001)) осуществляется в газоразрядной плазме ПС передачей возбуждения от квазиметастабильных молекул азота N₂^* (колебательное состояние) молекулам двуокиси углерода CO₂ в основном электронном и колебательном состояниях CO₂(000) по схеме, подобной схеме накачки в He-Ne лазере :

е(ПС) + (N₂)₀ → (N₂)^*; (N₂)^* + CO₂(000) → (N₂)₀ + CO₂(001) ± Δε.

Скорость этого процесса F₂

F₂ = N(N₂^*)·N(CO₂)·K_ПВ ,(9)

где K_ПВ=<Q_ПВV> - константа передачи возбуждения (усредненная по скоростям взаимодействующих частиц эффективное сечение передачи возбуждения от молекулы N₂^* молекуле CO₂(000)). Для того, чтобы получить зависимость F₂ от тока разряда, необходимо проанализировать, как зависят от n_e все входящие в (9) параметры, т.е.

F₂(n_e) = N(N₂^*)(n_e)·N(CO₂)·K_ПВ .(10)

Соотношение концентраций (давлений) CO₂, N₂ и He можно получить из условия, что добавка в разряд с двуокисью углерода как азота, так и гелия, должна приводить к уменьшению длины свободного пробега, а следовательно, и энергии электронов не более, чем в 2 раза. Отсюда следует, что N(CO₂)∙q(CO₂)≈N(He)∙q(He)≈N(N₂)∙q(N₂), где q - эффективное сечение столкновений электронов с атомом гелия и молекулами. Поскольку q(He):q(CO₂):q(N₂) ≈ 1:5:5, то соотношение оптимальных концентраций компонент смеси будет

N(He)^opt:N(N₂)^opt:N(CO₂)^opt = 5:1:1. (11)

Из условия оптимального разрушения молекул азота передачей возбуждения можно получить N(CO₂)·R≈10¹⁶см^-2 или

P(CO₂)^opt·R≈0,25Тор∙см, (12)

и из n_e≈10^-5N(CO₂) можно получить

I^opt/R≈0,1 А/см (13)

и

P_вых^max/L ≈ 0,1 Вт∙см .(14)

Оптимальные условия разряда для газоразрядных лазеров с накачкой Пеннинг-процессом. Этот механизм накачки рассмотрим на примере гелий-кадмиевого ионного лазера. Рабочим газом являются пары кадмия, возбуждаемые в смеси с буферным газом (гелием). Инверсная заселенность возникает на переходах с λ=441,6нм и 325нм однократно ионизированного кадмия. Роль гелия состоит в накачке рабочего перехода, защите выходных оптических окон разрядной трубки от конденсации на них паров кадмия, обеспечения начального зажигания разряда и протекания в ПС явления катафореза, которое поддерживает однородное продольное (по длине ПС) распределение паров кадмия. Конструкция разрядной трубки (см., рис. 9 ) предусматривает наличие нагреваемого испарителя с кадмием и «конденсатора» паров (холодильника). Конденсации паров кадмия в зоне ПС малого диаметра (капилляре) не происходит благодаря его нагреву током разряда.

Для данного лазера τ₂/τ₁≈10² и условие (3) хорошо выполняется в широком диапазоне условий разряда, связь мощности излучения лазера и скорости накачки лазерного перехода дается выражением (4). Накачка лазерного перехода F₂ осуществляется в газоразрядной плазме ПС Пеннинг-процессом при столкновении метастабильного атома гелия с атомом кадмия в основном состоянии по схеме:

е(ПС) + He₀ → He_m; He_m + Cd₀ → He₀+ Cd^+* (4d⁹5s²) + e + Δε.

Скорость этого процесса F₂

F₂ = N(He_m)∙N(Cd₀) ∙K_ПП ,(15)

где K_ПП=<Q_ППV> - константа Пеннинг-процесса (усредненное по скоростям взаимодействующих частиц эффективное сечение Пеннинг-процесса). По аналогии с анализом, проведенным выше для гелий-неонового лазера, можно получить оптимальные значения параметров разряда: давлений гелия и паров кадмия, тока, напряженности поля ПС-E_z и др., и соотношения подобия для них, а также для максимальных значений ненасыщенного коэффициента усиления κ₀ и мощности лазерного излучения P_вых (Таблица 2).

Таблица 2

Оптимальные условия разряда для газоразрядных лазеров с накачкой перезарядкой. Этот механизм накачки реализуется в гелий-селеновом ионном лазере. По конструкции данный лазер подобен гелий-кадмиевому лазеру (рис.9), инверсия населенностей создаётся в нём на квантовых переходах однократноионизированного атома селена, принадлежащих сине-зелёной области спектра (0,49…0,53мкм - 6 лазерных линий). Для ионных переходов селена условие (3) g₁n₂>>g₂n₁ также справедливо,

Накачка лазерного перехода F₂ осуществляется в газоразрядной плазме ПС перезарядкой при столкновении иона гелия He⁺ с атомом селена в основном состоянии по схеме:

e(ПС) + He₀ → He⁺; He⁺ + Se₀ → He₀+ Se^+* ± Δε .

Скорость этого процесса F₂

F₂ = N(He⁺)∙N(Se₀)∙K_ПЗ ,(16)

где K_ПЗ=<Q_ПЗV> - константа перезарядки (усредненное по скоростям взаимодействующих частиц эффективное сечение перезарядки). Для того, чтобы получить зависимости F₂ от тока разряда и давлений компонентов смеси, необходимо проанализировать, как зависят от этих параметров все входящие в (16) величины, т.е.

F₂(I) ~ F₂(n_e) = N(He⁺)(n_e)∙N(Se₀)∙K_ПЗ, (17)

F₂(p_He) = N(He⁺)(p_He)·N(Se₀)·K_ПЗ ,(18)

F₂(p_Se) = N(He⁺)(p_Se)·N(Se₀)(p_Se)·K_ПЗ .(19)

В результате получаем следующие соотношения подобия для оптимальных параметров разряда и максимальных значений выходных параметров:

Таблица 3

Оптимальные условия разряда для газоразрядных лазеров с накачкой столкновениями с электронами. В качестве примера рассмотрим аргоновый ионный лазер, излучающий в сине-зелёной части спектра с наиболее интенсивными линиями с λ488нм и 514,5нм. Накачка лазерных переходов принадлежащих энергетическому спектру однократно-ионизированного аргона (верхнее лазерное состояние с конфигурацией -Ar^+*(4p)), происходит в газоразрядной плазме ПС двумя процессами: при столкновении быстрых электронов ПС с энергиями ε≥35эВ с атомом аргона в основном состоянии Ar₀(3p⁶) («прямая» ударная ионизация атома аргона):

e'(ПС) + Ar₀(3p⁶) → Ar^+*(4p),

либо быстрых электронов ПС с энергиями ε≥18эВ с предварительно созданным ионом аргона в основном состоянии Ar₀⁺(3p⁵) («ступенчатое» ударное возбуждение иона):

e''(ПС) + Ar₀(3p⁶) → Ar₀⁺(3p⁵);e'''(ПС)+ Ar₀⁺ (3p⁵)→ Ar^+*(4p) ,

F₂ = n_eN(Ar₀)k_прям + n_eN(Ar₀⁺)k_ступ ~ An_e + Bn_e², (20)

где k_прям и k_ступ - константы возбуждения лазерных переходов аргона «прямым» и «ступенчатым» процессами, которые являются возрастающими функциями электронной температуры. Очевидно, что максимальная скорость накачки будет соответствовать наибольшим значениям электронной температуры в разряде, т.е. минимальным значениям давления (см. рис. 3.1,б). В связи с этим оптимальные условия работы аргонового ионного лазера соответствуют малым концентрациям (давлениям) аргона: