Физика - рефераты : Электроразрядные Со2-лазеры
Электроразрядные Со2-лазеры
Электроразрядные СО2-лазеры
Содержание
Введение ..
Квантовое описание лазера
Получение инверсной заселённости, состав активной среды, температурный режим, регенератор
Резонатор .
Характеристика газового разряда, ВАХ, потенциальная
диаграмма
Заключение
Список используемой литературы
Введение
Из всех существующих лазеров (
Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation”)
длительного действия наиболее мощными, продвинутыми в практическом отношении и приспособленными для резки материалов, сварки металлов, термического упрочнения поверхностей деталей и ряда других операций являются электроразрядные СО
2
-
лазеры. Большой интерес к СО
2
-
лазерам объясняется также и тем, что у этого лазера эффективность преобразования электрической энергии в энергию лазерного излучения в сочетании с максимально достижимой мощностью или энергии импульса значительно превосходит аналогичные параметры других типов лазеров. С помощью их излучения производят необычные химические реакции, разделяют изотопы. Имеются проекты передачи энергии с помощью СО
2
-
лазеров с Земли в космос или из космоса на Землю, обсуждаются вопросы создания реактивного двигателя, использующего излучение лазера. За 33 года, прошедших со времени создания первого образца (
С. Пател, 1964г.) их мощность в непрерывном режиме возросла от милливатта до многих киловатт. Сейчас выпускаются СО
2
-
лазеры с мощностью до 10 кВт, в том числе более 50 типов СО
2
-
лазеров с ВЧ-накачкой в диапазоне мощностей от 3 Вт до 5 кВт. При этом газовые лазеры с ВЧ-возбуждением обладают целым рядом преимуществ по сравнению с лазерами, в которых для накачки рабочей среды применяется самостоятельный тлеющий разряд постоянного тока. В частности, их конструкция и технология изготовления проще, а надёжность, ресурс работы, удельные характеристики существенно выше чем у лазеров с накачкой постоянным током. Это позволяет уменьшить габариты и массу технологических СО
2
-
лазеров мощностью
~
1
кВт настолько, что становится возможным размещение такого лазера на подвижном манипуляторе промышленного робота.
Сегодня известно большое количество различных конструкций газовых лазеров с ВЧ-возбуждением. Но в основе всего многообразия конструктивных решений лежит специфика пространственной структуры ВЧЕР, которая в большинстве случаев удачно совпадает с требованиями, предъявляемыми к активной среде лазера.
Квантовое описание лазера
Возбуждённая частица может перейти в менее энергетическое состояние самопроизвольно в результате спонтанного излучения, или, как его ещё называют, радиационного распада (рис. 1). Спонтанное излучение имеет чисто квантовую природу. Согласно квантовой механике атом или молекула не могут находиться в возбуждённом состоянии бесконечно долго. Возбуждённое состояние распадается с конечной скоростью, определяемой вероятностью этого перехода в единицу времени
,
испуская при этом квант света с энергией
h
n
0
=
e
2
-
e
1
А(2)
®
А(1)+ h
n
0
( -
коэффициент Эйнштейна для спонтанных переходов
).
Изменение концентрации частиц
N
2
на верхнем уровне в результате спонтанных переходов описывается выражением
.
Кванты света, родившиеся в результате спонтанных переходов обладают одинаковой энергией но никоим образом не связаны между собой. Направления распространения этих квантов в пространстве равновероятны. Так как рождение кванта может с равной вероятностью произойти в любой момент времени, электромагнитные волны, соответствующие этим квантам, не связаны между собой по фазе и имеют произвольную
поляризацию.
В отличие от спонтанных переходов, способных происходить в изолированной частице, безизлучательные переходы возможны только при наличии взаимодействия частицы А с другой частицей или системой частиц В. В результате такого взаимодействия частица переходит из состояния 1 в состояние 2 или наоборот без излучения кванта света и без его участия. Процесс столкновительного возбуждения (рис.2) требует затраты кинетической энергии
и протекает по схеме А(1)+В
®
А(2)+В. Процесс столкновительной релаксации на (рис.3) наоборот сопровождается переходом энергии
в поступательную энергию взаимодействующих частиц либо тратится на возбуждение частицы В. Этот переход происходит по схеме
A(2)+B
®
A(1)+B+
.
Индуцированные, или, как их иногда называют, вынужденные переходы в соответствии с гипотезой А. Эйнштейна могут происходить только при взаимодействии частицы А с резонансными квантами, удовлетворяющими условию
h
n
0
=
e
2
-
e
1
т.е вероятность индуцированных переходов отлична от нуля лишь во внешнем электромагнитном поле с резонансной частотой
n
0
.
А. Эйнштейн предположил, что при наличии поля резонансной частоты помимо переходов
квантовой системы из состояния 1 в состояние 2, что соответствует резонансному поглощению квантов, протекающему по схеме А(1)+
h
n
0
®
A(2) (
рис.4
)
возможны переходы по схеме А(2)+
h
n
0
®
А(1)+2h
n
0 (
рис.5). Данный процесс индуцирования или вынужденного излучения и служит основой квантовой электроники.
Однако энергия возбуждённых состояний не является фиксированной величиной даже в случае изолированной частицы. Согласно принципу неопределённости Гейзенберга неточность в определении энергии системы и времени её существования должна удовлетворять соотношению:
.
Поскольку
~
t
0
то неопределённость энергии возбуждённого состояния составляет
.
Такое энергетическое размытие уровней приводит к неопределённости частоты излучаемого кванта
.
Данное уширение частоты излучения называется
естественная ширина линии
и является минимально возможной. Естественная ширина линии резко растёт с ростом
n (
~
n
3
)
и становится заметной в коротковолновой части спектра. Для основного перехода молекулы СО
2
лазера
t
0
»
5
сек и ширина
n
0
»
3*10
-2
Гц. Однако обычно ширина линии излучения определяется не спонтанным излучением а релаксационными безизлучательными переходами, происходящими при взаимодействии возбуждённой частицы с другими частицами. Любой релаксационный процесс приводит к сокращению времени жизни частицы в возбуждённом состоянии, а следовательно, к уширению соответствующей этому состоянию линии излучения. Релаксационное уширение происходит за счёт безизлучательных процессом при столкновении частиц и
этот процесс называют
столкновительное уширение
.
По аналогии с естественный шириной линии, принимая
t
c
т -
время жизни частицы в возбуждённом состоянии столкновительное уширенение определяется как
.
Время жизни частицы определяется через сечение этих процессов
t
ст
Как правило возбуждённая частица взаимодействует с различными частицами и в общем случае
t
ст
,
где суммирование проводится по всем видам взаимодействующих частиц. Столкновительное и естественное уширение вызвано одной той же причиной – конечным временем жизни частицы в возбуждённом состоянии. Форма линии уширения в обоих случаях определяется особенностью вероятностных процессов и поэтому одинакова. Она имеет так называемый лоренцев контур, описываемый форм-фактором
.
Выражение нормировано на единицу
:
.
Уширение линии, связанное с конечностью времени жизни возбуждённого состояния, принято называть
однородным.
В случае однородного уширения каждая возбуждённая частица при переходе излучает линию с полной шириной
,
спектральной формой
и поглощает кванты с частотой, лежащей в пределах контура
.
При однородном уширении
форма линии описывает спектральные характеристики каждой частицы и всех частиц в целом. Но конечное время жизни частиц не является единственной причиной уширения линий. Излучающие частицы находятся, как правило, в тепловом движении. В соответствии с эффектом Доплера частота, испускаемая движущимся источником колебаний, претерпевает смещение, пропорциональное скорости движения излучателя
V.
Смещение частоты зависит также от угла
j
между направлением движения и линией, соединяющей излучатель с приёмником и составляет
.
Так как излучающие частицы движутся с различными скоростями и в различных направлениях, то частотные сдвиги излучаемых ими линий различны. Поэтому даже в случае отсутствия столкновений неподвижный спектральный прибор будет регистрировать множество естественно уширенных линий, различно смещённых относительно частоты
n
0
.
Суперпозиция этих смещённых линий и даёт наблюдаемый профиль уширённой линии. Это так называемое
доплеровское уширение линии
является неоднородным. Каждая частица в описанной ситуации может излучать линию лишь в узком, определяемом естественным уширением, спектральном диапазоне, сдвинутом относительно
n
0
на конкретную величину, однозначно связанную со скоростью и направлением движения этой частицы. Естественно, что и поглощать излучение с фиксированной частотой смогут только те частицы, доплеровский сдвиг которых соответствует этой частоте. При максвелловском распределении излучающих частиц по скоростям
где -
средняя тепловая скорость
; m -
масса частицы. При этом линия излучения имеет гауссов профиль, описываемый форм-фактором
.
Аналогично с
выражение нормировано на единицу
.
В общем случае полная ширина линии излучения определяется всеми механизмами уширения. Однако в реальной ситуации чаще всего преобладающим является один. Это вызвано различным характером зависимости
и
от внешних условий. Так, например, в случае газовой излучающей среды
линейно растёт с концентрацией частиц, а
зависит только от температуры. Поэтому при малых давлениях уширение будет определяться доплеровским эффектом, а при больших -
столкновениями. Спектральное распределение излучаемой линии имеет вид симметричной резонансной кривой (рис.6) с максимумом на частоте
n
=
n
0
,
спадающей до уровня половины максимальной интенсивности при частотах
.
Наличие уширения энергетических уровней и излучаемых линий, не влияя на интегральную частоту вынужденных переходов, приводит к уменьшению вероятности переходов с конкретной длиной волны. Т
.
к. линия излучения имеет спектральную форму
q(
n
),
то вероятность спонтанного излучения с заданной частотой будет определяться полной вероятностью соответствующих переходов А
12
и видом форм-фактора
q(
n
)
т.е. W
сп
(
n
)=
А
21
*q(
n
)
где W
сп
(
n
)-
вероятность спонтанного излучения. Вероятности спонтанного и вынужденных переходов связаны между собой, поэтому вероятность индуцированных излучения с заданной частотой
W
21
(
n
)
также зависит от
n
: W
21
(
n
)=B
21
*q(
n
)*
s
V
, B
21 –
коэффициент Эйнштейна для индуцированного излучения, –
спектральная объёмная плотность излучения. Интегральная вероятность индуцированного излучения
W
21
при этом удовлетворяет условию
.
Для лоренцева вида линии форм-фактора такое интегрирование даёт
,
для гауссова
,
,
-
объёмная плотность излучения,
d -
дельта-функция. Сечение вынужденного фотоперехода для столкновительного уширения имеет вид
:
,
для доплеровской формы линии
, g
1 –
статистический вес уровня. Сечение вынужденного излучения
s
21
=
s
0
*g
1
,
вынужденного поглощения
s
12
=
s
0
*g
2
.
Процессы индуцированного излучения сопровождаются усилением электромагнитных волн. Пусть через среду, в которой частицы могут находиться в состояниях 1 и 2 с энергиями возбуждения
e
1
и
e
2
проходит поток монохроматического излучения удовлетворяющего соотношению h
n
0
=
e
2
-
e
1
.
Пусть плотность частиц в этих состояниях N
1
и N
2
.
Уравнение баланса плотности фотонов в пучке имеет вид:
где
n
p –
объёмная концентрация фотонов.
.
Величину
называют
коэффициентом активной среды.
Интенсивность света будет усиливается по мере прохождения через среду с К
>0.
В противном случае при К
<0
будет иметь место ослабление интенсивности изучения. Знак К определяется знаком выражения (
N
2
*g
1
-N
1
*g
2
),
называемого
инверсией среды
.
Усиление среды положительно только лишь при (
N
2
*g
1
-N
1
*g
2
)>0.
В среде с термическим равновесием, где
N
1
и N
2
подчиняются распределению Больцмана и где N
2
всегда меньше N
1
,
усиление света невозможно. Таким образом, усиление света может иметь место лишь при отсутствии термодинамического равновесия между уровнями 2 и 2, т.е. в неравновесной среде. Среду с
N
2
*g
1
-N
1
*g
2
>0
называют
средой с инверсной населённостью
.
Наилучшие условия резонансного излучения получаются при больших скоростях заселения и временах жизни верхнего уровня активных частиц и малых значениях этих величин для нижнего уровня.
Получение инверсной заселённости, состав активной среды, температурный режим, регенератор
В лазере на основе СО
2
используется четырёхуровневая система получения инверсной населённости между колебательными уровнями молекул.
Молекула СО
2
состоит из атома углерода и двух симметрично расположенных атомов кислорода, т.е. имеет линейную структуру О-С-О. Как видно из схемы на рис. 7 атомы кислорода могут совершать симметричные (мода
n
1
ОО) и несимметричные (асимметричные) (мода
n
3
ОО), а также поперечные этому направлению так называемые деформационные колебания (мода
n
2
L
OO) -
из-за наличия двух взаимно перпендикулярных направлений этот тип колебаний является дважды вырожденным. Употребляемые для описания состояния колебательно-возбуждённой молекулы квантовые числа
n
1
,
n
2
L
и
n
3
характеризуют число квантов, соответствующих колебанию данного типа,
L
указывает поляризацию деформированного колебания. Лазерный квант излучается при переходе из состояния 001 в 100 (цифры обозначают колебательные квантовые числа в модах
n
1
,
n
2
L
и
n
3
соответственно). Возможен также переход 001
®
020
с длиной волны
l
=9.4
мкм, но он обычно гораздо слабее. Для получения оптимальных условий в рабочую смесь СО
2
-
лазера помимо углекислого газа добавляют азот и гелий.
Время жизни верхнего лазерного уровня СО
2
относительно спонтанных переходов составляет
~
0.2
с (А
21
»
5.1
с
-1
).
Поэтому более интенсивно верхние и нижние лазерные уровни расселяются (релаксируют) в результате безизлучательных переходов при столкновениях возбуждённой молекулы с невозбуждёнными компонентами лазерной среды по схеме на рис. 3. Однако высокая эффективность получения инверсной заселённости в газоразрядных СО
2
-
лазерах обусловлена рядом причин. В электрическом разряде с высокой эффективностью образуются колебательно-возбуждённые молекулы
N
2
,
составляющие до 50% их общего числа. Поскольку молекула
N
2
состоит из двух одинаковых ядер, её дипольное излучение запрещено и она может дезактивироваться только при столкновении со стенкой или с другими молекулами. При наличии СО
2
колебательная энергия
N
2
может быть легко передана молекулам СО
2
поскольку существует близкий резонанс между колебаниями N
2
и модой
n
3
колебаний СО
2
.
Уровень 001 только на 18 см
-1
лежит выше первого колебательного уровня азота и необходимый недостаток энергии молекулы СО
2
могут получать от кинетической энергии азота. В результате энергия, затрачиваемая на возбуждение верхнего лазерного уровня и характеризуемая КПД разряда
h
к
,
для смесей СО
2
-N
2
-He
может превышать 80%. При наличии азота в смеси время релаксации, запасённой верхним уровнем энергии
t
э
увеличивается и становится равным
.
При средней плотности выделяемой в положительном столбе разряда мощности
<jE>
заселённость верхнего лазерного уровня в отсутствии генерации будет
.
Создание инверсии требует малой населённости нижнего лазерного уровня. В условиях отсутствия генерации нижние уровни СО
2
находятся в тепловом равновесии с основным, их относительная заселённость
~
.
Для поддержания стационарной генерации нижние уровни СО
2
необходимо расселять. Этот процесс обеспечивается добавлением в лазерную смесь расселяющих компонент, из которых наиболее эффективен гелий. Также помимо эффективного расселения уровня 100 гелий обеспечивает хороший теплоотвод от рабочей среды за счёт теплопроводности и оказывает стабилизирующее действие на заряд, поэтому в подавляющем большинстве существующих технологических лазеров предпочтение отдаётся ему. Таким образом, эффективная работа СО
2
-
ляазера требует трёхкомпонентной лазерной смеси. Определение состава рабочей среды лазера является сложной оптимизационной задачей, решение которой необходимо проводить в каждом конкретном случае. Для диффузионного СО
2
-
лазера часто
используется смесь СО
2
:N
2
:He
в соотношении 1
:1:3.
Частотный спектр генерации СО
2
-
лазера имеет достаточно сложный вид. Причиной этого является наличие тонкой структуры колебательных уровней, обусловленной существованием ещё одной степени свободы молекулы СО
2 –
вращения. Из-за вращения молекулы каждый изображённый на рис. 7 колебательный уровень распадается на большое количество вращательных подуровней, характеризуемых квантовым числом
j
и отстоящих друг от друга на величину энергии
D
e
вр
,
e
001
,
e
100
, kT
r
.
В результате интенсивного обмена энергий между вращательной и поступательной степенями свободы устанавливается больцмановское распределение частиц по вращательным состояниям, описываемое уравнением
,
где
N
n
, N
n
,j –
концентрации возбужденных частиц на колебательном уровне
n
и на его вращательных подуровнях
j;
= 0,38
см
-1 –
вращательная константа.
Согласно правилам отбора в молекуле СО
2
переходы между двумя различными колебательными уровнями возможны при изменении вращательного квантового числа на 1 т.е.
D
j
=
±
1.
Таким образом, линия усиления рабочей среды состоит из большого числа линий, каждая из которых уширена за счёт эффекта Доплера на величину
и за счёт столкновений на величину
и для СО
2
-
лазера вычисляются :
,
где р
i –
парциальные давления компонент смеси.
Коэффициент усиления активной среды СО
2
-
лазера существенно зависит от температуры рабочей смеси Т
г
.
Процессы накачки лазерной смеси и генерации неизменно сопровождается нагревом газа. Температура лазерной смеси Т
г
в установившемся состоянии пропорциональна мощности энерговыделения в разряде, т.е. Т
г
~
jE.
В отсутствие генерации заселенность верхнего лазерного уровня также пропорциональна
jE.
Поэтому если время столкновительной релаксации
не зависит от температуры газа и N
001
~
Т
г
,
учёт возрастания
с ростом Т
г
лишь ослабит зависимость
N
001
(
Т
г
) (
пунктирная линия). Заселённость нижнего лазерного уровня находится в равновесии с основным и описывается законом Больцмана
N
100
~
.
В связи с этим при достижении некоторой критической температуры Т
max
инверсная заселённость лазерной смеси исчезает. Максимальная
инверсия достигается при оптимальных те |
