ПРИНЦИПЫ ЛАЗЕРОВ

АРГОНОВЫЙ ЛАЗЕР

Упрощенная схема участвующих в генерации энергетических уровней в аргоновом лазере [5, 6] приведена на рис. 10.6. Основное состояние иона Аг+ получается путем удаления одного из шести Зр-электронов внешней оболоч­ки аргона. Возбужденные состояния 4« и 4р возникают, когда один из остав­шихся Зр5-электронов забрасывается на уровни соответственно 4$ и 4р. С уче­том взаимодействия с остальными Зр4-электронами оба уровня — 4в и 4р, обозначенные на рис. 10.6 как простые уровни, на самом деле состоят из нескольких подуровней.

Возбуждение верхнего лазерного 4р-уровня происходит посредством двух­ступенчатого процесса, включающего в себя столкновения с двумя различ­ными электронами. При первом столкновении аргон ионизируется, т. е. пе­реходит в основное состояние иона Аг+, в то время как второе столкновение $ переводит ион аргона в возбужденное состояние. Поскольку время жизни 4р-уровня (~10-8 с, что обусловлено излучательным переходом 4р -> 4$) при­мерно в 10 раз больше, чем время жизни перехода 4$ -> Зр5, ионы аргона аккумулируются главным образом на 4р-уровне. Это означает, что 4р-уро-

Вень может играть роль верхнего лазер­ного уровня, и таким образом, на пере­ходе 4р —> 4в может быть получена ла­зерная генерация. Следует отметить, что в результате возбуждения ионы Аг мо­гут оказаться в 4р-состоянии путем трех различных процессов (см. рис. 10.6): (а) непосредственное возбуждение ио­на Аг на 4р-уровень из основного состоя­ния; (6) возбуждение в более высоколе - жащие состояния с последующими кас­кадными излучательными переходами на уровень 4р; (с) возбуждение на метаста - , бильные уровни с последующим третьим столкновением с электроном, приводя* щим к возбуждению на 4р-уровень. Рас­сматривая, для простоты, только процес­сы (а) и (5), нетрудно видеть, что скорость накачки на верхний уровень можно счи­тать пропорциональной квадрату плот­ности тока разряда. Действительно, по­скольку процессы (а) и (Ь) включают в себя два этапа, связанные со столкнове­ниями с электронами, следует ожидать» что скорость возбуждения в верхнее со­стояние (с^/^Ор должна иметь вид:

№2/<И)р =АГ|, (10.2.3)

Где Ые и И1 — плотности электронов и ионов в плазме (Ие = в плазме поло­жительного столба). Поскольку электрическое поле в разряде не зависит от разрядного тока (см. [20]), скорость дрейфа иагф также не зависит от раз­рядного тока. Из стандартного уравнения J = еийнпМ€ можно увидеть, что концентрация электронов Ые пропорциональна плотности разрядного тока, и из выражения (10.2.3) следует, что (<Ш2/<2*)Р 00 Таким образом, накач­ка резко возрастает с увеличением плотности тока, и для того чтобы рас­смотренный выше малоэффективный двухступенчатый процесс позволил закачать достаточное количество ионов в верхнее состояние, необходимы высокие плотности тока (~ 1 кА/см2). Этим можно объяснить тот факт, поче­му первый запуск Аг+ лазера произошел спустя около трех лет после запуска Не-Ие лазера [7].

Из сказанного выше следует, что генерацию в аргоновом лазере следует ожидать на переходе 4р -» 4$. Так как оба уровня 4$ и 4р на самом деле состоят из многих подуровней, аргоновый лазер может генерировать на многих лини­ях, среди которых наиболее интенсивными являются зеленая (А, = 514,5 нм) и синяя (А, = 488 нм). Из измерений спектра спонтанного излучения было най­дено, что доплеровская ширина линии Ау5, например для зеленого перехо­да, составляет около 3500 МГц. Это означает, что температура ионов, опре­деляемая в соответствии с выражением (2.5.18), равна Т = 3000 К. Иными словами, ионы являются очень горячими благодаря их ускорению в электри­ческом поле разряда. Некоторые наиболее важные спектроскопические свой­ства аргонового лазера на зеленом переходе обобщены в табл. 10.1.

На рис. 10.7 приведена схема устройства мощного (> 1 Вт) аргонового ла­зера. Заметим, что как плазменный ток, так и лазерный пучок ограничива­ются металлическими (вольфрамовыми) дисками, помещенными в керами­ческую (ВеО) трубку большого диаметра. Использование такой теплопровод­ной и изолирующей металлокерамической комбинации необходимо для того, чтобы обеспечить хорошую теплопроводность трубки и в то же время обойти проблемы, связанные с эрозией вследствие высокой температуры ионов. Диа­метр центральных отверстий в дисках делается небольшим (~ 2 мм), для того чтобы сосредоточить генерацию на моде ТЕМ00 (для резонатора обычно при­меняются вогнутые зеркала с большим радиусом кривизны) и чтобы умень­шить необходимое значение полного тока.

В аргоновых лазерах приходится решать проблему катафореза атомов аргона. В самом деле, вследствие высокой плотности тока наблюдается

(^=
Зеркало Резонатора
Керамические трубы
'Мощный соленоид

Рис. 10.7

Схематическое изображение мощной Аг+-трубки с водяным охлаждением

Значительная миграция ионов Аг+ в сторону катода, где они нейтрализуют­ся электронами, эмитированными с поверхности электрода[59]. Скопление ней­тральных атомов происходит в прикатодной области, что ведет к соответст­вующему уменьшению давления Аг в разрядной трубке до уровня ниже, чем его оптимальное значение. Для преодоления этой трудности в дисках делают дополнительные, смещенные от центра отверстия, чтобы за счет диффузии обеспечить канал для возврата атомов от катода к аноду. Возвратные отвер­стия проделываются таким образом, чтобы ток не проходил через них; и это достигается тем, что длина образующихся (возвратных) путей оказывается больше, чем длина пути через центральные отверстия. Внутренняя керами­ческая трубка охлаждается водой для отвода большого количества тепла, которое неизбежно выделяется в трубке (несколько кВт/м). Следует также заметить, что в области разряда параллельно оси к трубке прикладывается постоянное магнитное поле. В такой конфигурации возникающая сила Ло-> ренца заставляет электроны вращаться вокруг оси в трубке и тем самым уменьшает скорость диффузии электронов к стенкам. В результате этого чис* л о свободных электронов в центре трубки увеличивается и, следовательно^ возрастает скорость накачки. Это позволяет объяснить наблюдаемое увели* чение выходной мощности в случае, когда прикладывается внешнее магнит^ ное поле. Удерживая разряд вблизи оси трубки, магнитное поле также уменье шает разрушение стенок (возникающее главным образом на отверстиях вольфрамовых дисков). Следует заметить, что в мощных лазерах (> 1 Вт) зеркала монтируются снаружи трубки, чтобы ослабить деградацию зеркала ного покрытия под воздействием вакуумного УФ-излучения, испускаемого плазмой. В маломощных лазерах (< 1 Вт) трубка обычно изготавливается ив керамического (ВеО) блока, в котором для протекания тока разряда просвер* ливается центральное отверстие. В этом случае магнитное поле отсутствует, трубка охлаждается воздухом, а зеркала, как и в Не-№е лазере, впаиваются в концы трубки. [60]

Промышленностью изготавливаются аргоновые лазеры с водяным охлаш дением мощностью 1-20 Вт, генерирующие на синем и зеленом переходах од^ новременно или только на одной линии при использовании конфигурации^ изображенной на рис. 7.166. Также выпускаются маломощные (-100 мВт) арк гоновые лазеры с воздушным охлаждением, имеющие намного более про* стую конструкцию. В обоих случаях выходная мощность над порогом резко увеличивается с ростом плотности тока (ос с/[61]), поскольку в аргоновом лазере нет процессов, приводящих к насыщению инверсии, в отличие от Не-Ке ла­зера. Однако КПД аргонового лазера очень мал (< 10_3). Это связано с тем, что мала квантовая эффективность (-7,5%; см. рис. 10.6) и возбуждение элек­тронным ударом происходит на множестве уровней, которые не связаны эф­фективным образом с верхним лазерным уровнем. Часто аргоновые лазеры

Работают в режиме синхронизации мод с использованием акустооптическо - го модулятора. В этом случае достигаются довольно короткие лазерные им­пульсы (~150 пс) благодаря относительно широкой линии перехода (~3,5 ГГц), которая, более того, является и неоднородно уширенной.

Аргоновые лазеры широко используются в офтальмологии (особенно для лечения диабетической дегенерации сетчатки) и в области лазерных развле­чений (лазерное шоу). В научных целях аргоновые лазеры широко использу­ются для всякого рода исследований взаимодействия света с веществом (осо­бенно в режиме синхронизации мод), а также для накачки твердотельных лазеров (в особенности, Тква лазера) и лазеров на красителях. В последнее время для большинства таких приложений аргоновый лазер вытесняется непрерывным Ыс1:УУ04 лазером с диодной накачкой и с внутрирезонатор - ным удвоением частоты, генерирующим в зеленом диапазоне (длина волны X = 532 нм). Маломощные аргоновые лазеры широко применяются в высо­коскоростных лазерных принтерах и в клеточной цитометрии.

10.2.2.2. НЕ-СБ ЛАЗЕР

На рис. 10.8 показаны энергетические уровни в системе Не-Сс1, имеющие отношение к лазерной генерации. Для обозначения уровней вновь использу­ется система Рассела-Сандерса. Накачка верхних лазерных уровней (2^>3/2 и 2£>5/2) в СА+ осуществляется с помощью атомов гелия через ионизацию Ден­нинга. В общем случае этот процесс можно записать в виде:

А* + В->А + В+ + е,

Где ион В+ в результате реакции может оказаться как возбужденным, так и не­возбужденным. Разумеется, данный про­цесс протекает лишь в том случае, когда энергия возбужденного атома А* боль­ше либо равна энергии ионизации ато­ма В (плюс энергии возбуждения В+, если ион переводится в возбужденное состояние). Заметим, что в отличие от резонансной передачи энергии, иониза­ция Пеннинга является нерезонансным процессом, и избыточная энергия в дей­ствительности может перейти в кине­тическую энергию испущенного элек­трона. В случае Не-С(1 лазера в качест­ве частицы А* выступает гелий в метастабильных состояниях 2х5и 238, и энергия возбуждения передается при столкновении атому Сс1 для возбужде­ния иона Сс1+. И хотя описанный процесс является нерезонансным, оказалось, что

Сечение возбуждения (и, следовательно, скорость накачки) состояний В при­мерно в три раза больше, чем сечение возбуждения состояний Р.[62] Однако бо­лее важным оказывается то, что время жизни состояний В (~0,1 мкс) много больше времени жизни состояний Р (-1 не). Поэтому можно без труда достичь инверсии населенностей между состояниями В и Р и получить лазерную гене­рацию. Действительно, согласно правилу отбора = О, ±1, генерация возни­кает на линиях [63]В3/2 -» 2Рг/2 (А, = 325 нм, УФ) и 2В6/2 -» 2Рг/2 (^ = 416 нм, си­ний переход). После чего вследствие излучательной релаксации ионы С<1+ переходят в основное состояние 2£1/2.

Типичная конструкция Не-С<1 лазера представляет собой трубку с двумя выходными окнами, расположенными под углом Брюстера, а оба зеркала смонтированы отдельно от трубки. В одной из возможных конфигураций в трубке, заполненной гелием, рядом с анодом имеется небольшой резервуар с металлическим Сс1. Этот резервуар нагревается до достаточно высокой тем­пературы (~250°С) для того, чтобы в трубке создалось необходимое давление паров атомов С<1. Когда пары достигают области разряда, часть атомов иони­зуется и движется по направлению к катоду. В самом разряде выделяется достаточно много теплоты, чтобы предотвратить осаждение паров на стек­лах трубки. Однако пары конденсируются, когда достигают катодной облас­ти, в которой нет разряда и температура низка. В результате в трубке возни­кает непрерывный поток паров металла от анода к катоду (катафорез). По­этому, чтобы обеспечить длительную работоспособность трубки, ее нужно снабдить достаточным запасом Сс1 (1 г на 1000 ч).

Выходная мощность Не-С(1 лазеров может составлять 50-100 мВт, что ставит эти лазеры в промежуточное положение между красными Не-Ке лазе­рами (несколько милливатт) и Аг+ лазерами (несколько ватт). Таким обра­зом, Не-Сс1 лазеры представляют интерес для многих применений, когда не­обходимо иметь пучки синего или ультрафиолетового излучения умеренной мощности (например, для высокоскоростных лазерных принтеров, гологра­фии, клеточной цитометрии, флюоресцентного анализа биологических об­разцов и пр.).