Материал: LS-Sb89572

3.1. Основные положения

Активная газовая смесь He–Ne- лазера состоит из рабочего излучающего газа неона и буферного газа гелия. Возбуждение активной среды (АС) происходит по четырехуровневой схеме в плазме положительного столба (ПС) разряда. При столкновениях электронов ПС с атомами эффективно заселяются метастабильные уровни гелия He + e– (W1) = He* + e– (W2 < W1). Энергии воз-

буждения метастабильного уровня гелия W(He*) и возбужденного состояния неона W(Ne*), выполняющего функции верхнего лазерного уровня, близки. Благодаря этому при неупругих столкновениях реализуются условия для резонансной передачи энергии атомам неона от возбужденных частиц гелия

He* + Ne = He + Ne*. Максимальная эффективность такого обменного процесса достигается при оптимальном соотношении парциальных давлений га-

зов p(He) : p(Ne) = (5 : 1)...(15 : 1).

В дальнейшем возбужденный атом неона формирует квант индуциро-

ванного излучения: Ne* = Ne + hν. Из трех возможных каналов генерации чаще используется самый слабый, но удобный для практики видимый переход с λ = 633 нм. Для обеспечения генерации лазера требуется создание инверсии населенностей, когда концентрация возбужденных атомов на верхнем лазерном уровне (n2) становится больше, чем на нижнем (n1): ∆n = n2 – n 1 > 0.

Поддержание инверсии населенностей в АС достигается за счет эффективного заселения верхнего уровня и быстрого опустошения нижнего. Девозбуждение нижних лазерных уровней всех трех возможных излучательных переходов происходит через общее метастабильное состояние неона, расселяемое преимущественно при столкновениях Ne со стенками разрядного капилляра. В результате имеет место обратно пропорциональная зависимость усиления АС от диаметра (d) разрядного канала. Обычно d не превышает 1...3 мм, а объемы АС He–Ne- лазеров оказываются весьма незначительными.

Эффективное возбуждение высоко расположенного верхнего лазерного уровня с энергией порядка 20 эВ возможно только при достаточно высоких энергиях электронов (We), которые реализуются в ПС высоковольтного тлеющего разряда с низкой плотностью разрядного тока (I). Вероятность возбуждения атомов, а значит и n2, пропорциональна произведению концентраций возбуждаемых

атомов nа и возбуждающих электронов nе: n2 ~ nа · nе. Величину nа определяет давление газовой смеси (р), а nе – разрядный ток. Для He–Ne- лазеров существует оптимальное значение произведения суммарного давления на диаметр разрядно-

21

го канала (рd)opt = 0.44...0.53 Па · м, которому соответствует электронная темпе-

ратура Te = 105 К, оптимальная с точки зрения выхода генерации Р ~ n2 – n 1. При фиксированных значениях d и I уменьшение р снижает nа и, соответственно, n2.

Обратно пропорциональный изменению р рост Te увеличивает вероятность ионизации газа и сокращает долю энергии электронов, расходуемой на возбуждение. В итоге выходная мощность лазера Р ~ n2 – n 1 падает. Рост р сверх опти-

мального значения снижает Te, уменьшая эффективность возбуждения верхнего лазерного уровня. Одновременно увеличиваются потери We в объеме газа, воз-

растает роль “ тушащих” соударений возбужденных атомов, что также уменьшает Р. При прочих равных условиях оптимальное суммарное давление газовой смеси зависит и от разрядного тока. Чем больше ток, тем при меньших давлениях выполняются оптимальные условия генерации.

Генерация в любом лазере возникает, если усиление в АС компенсирует все виды потерь: паразитные и “ полезные”. Паразитные потери возникают из-за поглощения и рассеяния квантов на оптических элементах, “ полезные” обусловлены выходом рабочего пучка из оптического резонатора (ОР). Энергетическая характеристика He–Ne- лазера – зависимость мощности генерации от тока разряда P = f(I) носит нелинейный характер. В газоразрядном лазере величина I определяет в первом приближении концентрацию электронов – первичных возбуждающих частиц. Рост I сопровождается увеличением ne и соответствую-

щим повышением n2. При достижении порогового значения тока (Iпор) насе-

ленности верхнего и нижнего лазерных уровней выравниваются: n2 = n1. При

I > Iпор возрастание тока на начальном участке зависимости P = f(I) сопровож-

дается повышением уровня генерации лазера. Дальнейшее увеличение I приводит к активизации процесса прямого электронного заселения нижнего лазерного уровня неона – росту n1. Одновременно с ростом I повышается температура газа, усиливается тепловое заселение нижнего уровня и стимулируется рост спонтанного излучения с верхнего лазерного уровня. В результате уменьшается ∆n, и при определенном предельном токе происходит срыв генерации. Как итог, зависимость P = f(I) имеет вид кривой с максимумом при оптимальном токе.

Энергия кванта излучения с λ = 633 нм составляет всего 5 % от энергии

W(Ne*), затрачиваемой на возбуждение атома. Итог – низкий КПД АС. При типичных для He–Ne- лазеров значениях Te максимум распределения элек-

тронов по энергиям приходится на область We = kTe = 8…9 эВ и зона воз-

буждения АС с энергиями на уровне 20…21 эВ оказывается в “ хвосте” рас-

22

пределения. В результате электронный КПД – доля энергии электронов, затрачиваемая на возбуждение верхнего лазерного уровня, не превышает единиц процентов. Слабое усиление АС даже при относительно невысоком уровне потерь лимитирует допустимое пропускание рабочих зеркал значениями 2–3 %, что заметно уменьшает КПД оптического резонатора.

Рассмотренные физические особенности He–Ne- лазеров ограничивают предельную мощность излучения уровнем около 100 мВт при КПД порядка сотых долей процента.

Важнейшей характеристикой лазерного пучка является его расходимость. Теоретический минимальный угол расходимости определяется дифракцией на торце АС с поперечным размером d: Θmin ~ d/L. На практике расходимость лазерного излучения определяется многими факторами: радиусами кривизны зеркал и длиной ОР, диаметром активной среды, структурой генерируемых мод. Типичные значения угла расходимости Θ для He–Ne- лазеров составляют от долей до единиц миллирадиан. Определить угол расходимости лазерного пучка можно по изменению диаметра пучка ∆D = D2 – D1 в

двух сечениях, удаленных друг от друга на расстояние ∆L:

Классические He–Ne- лазеры выполняются в виде узких протяженных разрядных трубок, торцы которых снабжены выходными окнами. Для уменьшения паразитного отражения выходные окна располагаются под углом Брюстера. Излучение лазеров, имеющих окна Брюстера, линейно поляризовано. Современные He–Ne- лазеры с протяженностью АС до 1 м часто имеют коаксиальную конструкцию, когда цилиндрический катод расположен соосно с разрядным капилляром, а зеркала ОР являются торцевыми частями наружной стеклянной оболочки, выполняющей одновременно функции несущей конструкции ОР. Катод изготавливается обычно из алюминия, стойкого к ионной бомбардировке в плазме He–Ne- разряда.

3.2. Описание экспериментальной установки

Установка построена на базе серийного He–Ne- лазера с регулируемым блоком питания (рис. 3.1). Протяженность активной среды лазера L = 0.8 м. Разрядный ток контролируется по встроенному миллиамперметру. Мощность излучения лазера (P) регистрируется фотоприемным устройством с чувствительностью 10 мкА/мВт. Контроль временных зависимостей мощности излучения осуществляется с помощью компьютерного регистратора, самопишущим прибором или вручную по цифровому прибору.

23

Рис. 3.1. Структурная схема установки

Для обеспечения возможности визуального наблюдения и регистрации картин распределения интенсивности в поперечном сечении лазерного пучка,

измерения его диаметра и расходимости на пути луча помещаются разнесен-

ные в пространстве экраны. Для контроля вида поляризации лазерного излу-

чения используется вращаемый анализатор на основе поляроидной пленки,

снабженный шкалой отсчета углов поворота. Изучение свойств светоделите-

лей лазерного излучения производится с помощью прозрачной стеклянной пластины, поворот которой возможен вокруг ортогональных осей x, y, лежа-

щих в плоскости, перпендикулярной лазерному лучу.

3.3.Порядок выполнения работы

1.Включить измерительные приборы.

2.Переключатель диапазонов тока на лицевой панели установить в по-

ложение 4, ручку потенциометра плавной регулировки тока – в крайнее пра-

вое положение, соответствующее максимальному разрядному току. С разре-

шения преподавателя включить сетевой тумблер, дождаться возбуждения разряда в лазере и с помощью потенциометра установить ток I = 30 мА.

3. В течение 15…20 мин зарегистрировать поведение мощности излуче-

ния лазера Р = f(t) в ходе установления теплового режима.

4. Зарегистрировать установившееся значение мощности излучения ла-

зера P0. Установить анализатор (поляроид) на пути лазерного пучка перед светоделителем. Исследовать зависимость мощности пропускания анализа-

тора от угла его поворота Pτ = f(Θ) с угловым шагом 30° в пределах полного оборота. Убрать анализатор.

5. Установить прозрачную стеклянную пластину на пути лазерного пуч-

ка перед светоделителем. Поочередно исследовать зависимости мощности,

пропускаемой пластиной, от угла ее поворота Pτ = f(Θ) вокруг ортогональных осей x и y. Угол Θ изменять с интервалом 5° в пределах 0...85°.

24

6. Исследовать энергетическую характеристику лазера – зависимость выходной мощности от тока P = f(I) в диапазоне Imin… Imax, обеспечиваемом блоком питания.

7. В том же диапазоне токов с помощью двух экранов, разнесенных на расстояние ∆L = 6.5 м, исследовать зависимости диаметров лазерного пучка от тока: D1 = f(I) и D2 = f(I). Одновременно для каждого из 4–5 значений тока зарегистрировать картины распределения интенсивности в поперечном сечении лазерного пучка по дальнему экрану.

8. При токе, близком к оптимальному значению, исследовать зависимости диаметров лазерного пучка от уровня мощности генерации лазера: D1 = f(Р) и

D2 = f(Р). Одновременно для каждого из 4–5 значений мощности генерации зарегистрировать картины распределения интенсивности в поперечном сечении лазерного пучка по дальнему экрану.

3.4.Содержание отчета

1.Цель и содержание работы.

2.Схема экспериментальной установки.

3.Таблицы и графики зависимостей P = f(t), P = f(I), D2 = f(I), Θ = f(I) и

соответствующие им картины распределения интенсивности излучения в поперечном сечении лазерного пучка.

4.Таблицы и совмещенные графики зависимостей P = f(I), D2 = f(I), Θ = f(I)

исоответствующие им картины распределения интенсивности излучения в поперечном сечении лазерного пучка.

5.Таблицы и совмещенные графики зависимостей D2 = f(P ), Θ = f(Р) и

соответствующие им картины распределения интенсивности излучения в поперечном сечении лазерного пучка.

6. Зависимости коэффициента пропускания анализатора от угла поворо-

та τан = Pτ/P0 = f(Θ). По характеру зависимости определить вид поляризации лазерного излучения.

7. Зависимости коэффициентов отражения пластины от угла ее поворота ρпл = f (Θ) вокруг ортогональных осей x и y. Поглощением пластины прене-

бречь и полагать, что ρпл = 1 – τпл.

8. Зависимость КПД лазера η = P/Pнак = f(I). Мощность накачки лазера определяется как Pнак = UI. Падение напряжения на трубке определяется по вольт-амперной характеристике лазера U = f(I) (табл. 3.1).

25