Кафедра «Электронные приборы»

Кафедра «Электронные приборы»

 

 

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ КВАНТОВЫХ ПРИБОРОВ

 

учебное пособие

к расчетному заданию по курсу

"Квантовые и оптоэлектронные приборы и устройства ".

(учебный план 2003г, индекс СД07)

 

 

Москва, 2005г.

 

АННОТАЦИЯ

 

В учебном пособии излагаются физические основы оптических квантовых генераторов электромагнитного излучения видимого и ИК - диапазонов длин волн, рассматриваются общие вопросы квантовой электроники, такие как энергетические уровни системы частиц, разрешенные квантовые переходы, факторы, определяющие ширину спектральной линии, вопросы взаимодействия квантовых систем с электромагнитным излучением, возможность усиления и генерации излучения в квантовых приборах, способы создания инверсии населенностей, принцип действия и структурная схема лазера, открытые оптические резонаторы, условия самовозбуждения и спектр излучения лазера. На примере гелий-неонового лазера рассмотрено устройство, конструктивные особенности и основные характеристики оптических квантовых генераторов.

 

 

СОДЕРЖАНИЕ

 

Энергетические уровни системы частиц………………………………………….4

Квантовые переходы……………………………………………………………….6

Ширина спектральной линии……………………………………………………...8

Взаимодействие квантовых систем с электромагнитным излучением………10

Возможность усиления и генерации в квантовых приборах………………….12

Способы создания инверсии населённостей……………………………………15

КВАНТОВЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ ОПТИЧЕСКОГО ДИАПАЗОНА……………..20

Структурная схема лазера………………………………………………………...20

Открытые оптические резонаторы……………………………………………….22

Условия самовозбуждения лазера…………………………………………….....25

Спектр излучения лазера……………………………………………………........26

Газовые лазеры…………………………………………………………………….28

Вопросы для самоконтроля………………………………………………………30

Список литературы…………………………………………………………………..31

 

 

Квантовые переходы

 

Квантовым переходом называется скачкообразный переход квантовой системы (атома, молекулы либо иона) с одного уровня энергии на другой. При переходе с низкого уровня Wi на более высокий W_k частица поглощает квант энергии ћv_ki= W_к - W_i, при обратном переходе — испускает такой же квант.

Квантовые переходы могут быть излучательными и безызлучательными. При излучательном квантовом переходе частица из­лучает либо поглощает квант электромагнитной энергии, т. е. об­менивается энергией с внешней средой. В случае безызлучательных переходов частица получает или передает порцию энергии при взаимодействии с другими системами. Например, атомы и мо­лекулы газа могут получать (возбуждаться) либо терять энергию при столкновении друг с другом или электронами. При этом час­тицы переходят с одного уровня на другой без излучения. В твер­дом теле, например, частицы могут передавать свою энергию крис­таллической решетке в виде тепла.

Излучательные квантовые переходы могут быть спонтанными (самопроизвольными) либо вынужденными (индуцированными, стимулированными).

Спонтанные переходы могут совершать возбужденные частицы, переходя с более высокого уровня на низкий. Это объясняется тем, что возбужденное состояние частицы является неустойчивым и через некоторое время пребывания на верхнем уровне она само­произвольно (спонтанно) под действием внутренних возмущений совершает переход на нижний энергетический уровень. При таких спонтанных переходах излучения некогерентны, т. е. ни их начальные фазы, ни направления распространения не коррелированы между собой. Фронт волны при суммарном спонтанном излуче­нии хаотически меняется со временем и расстоянием. Такое излу­чение представляет собой не что иное, как шум. Поэтому спон­танное излучение не может быть использовано ни для усиления, ни для генерирования электромагнитных колебаний.

Если же квантовая система облучается электромагнитной вол­ной на частоте, удовлетворяющей условию (3), т. е. на частоте перехода, то кванты этого облучения могут взаимодействовать с частицами как нижнего, так и верхнего уровня. Частицы нижнего уровня, поглощая кванты энергии от облучающего поля, перехо­дят на верхний уровень, а при облучении частиц верхнего уровня происходит вынужденное излучение квантов. В этом случае излу­чения отдельных квантов когерентны. Очень важно, что излученное колебание имеет такие же фазу, поляризацию и направление распространения, что и облучившее колебание. Следовательно, вы­нужденное излучение синфазно с облучающим электромагнитным колебанием, т. е. оно передается облучающему полю, усиливая его мощность. Таким образом, вынужденное излучение позволяет в принципе получить возможность для усиления и генерации электромагнитных колебаний. Частота последних определяется энергетическим расстоянием между уровнями.

Анализ (3) показывает, что переходам между электронными уровнями соответствует излучение на частотах 10¹⁴...10¹⁵ Гц (видимый и ультрафиолетовый диапазоны волн), переходам между колебательными уровнями — инфракрасная область спектра (10¹²... 10¹³ Гц), переходам между вращательными уровнями — излучение в диапазоне миллиметровых длин волн (10¹⁰... 10¹¹ Гц).

Квантовые переходы являются случайными процессами и по­этому характеризуются вероятностными характеристиками, для определения которых рассмотрим энергетически изолированную квантовую систему. Для простоты рассуждений будем полагать, что каждая частица может обладать лишь двумя уровнями энер­гии: нижним W₁ либо верхним W₂. Такие системы называют двух­уровневыми.

Число частиц в 1 см³ вещества, находящихся на данном энер­гетическом уровне, называется населенностью этого уровня.

Пусть населенности нижнего и верхнего уровней равны соот­ветственно N₁ и N₂. Подсчитаем число спонтанных переходов dN₂ за время dt при вероятности спонтанного перехода А₂₁ в единицу времени:

dN₂ = -A₂₁N₂dt. (10)

Здесь знак «минус» отражает убывание населенности N₂. После интегрирования (10) получаем

N₂= N₂(0)ехр(А₂₁t), (11)

где N₂ (0)—населенность верхнего уровня W₂ в момент времени t = 0, т. е. исходное значение населенности N₂.

Из (11) видно, что населенность верхнего уровня убывает с течением времени по экспоненте.

Величина, обратная вероятности перехода в единицу времени.

τ=1/ А₂₁ (12)

называется средним временем жизни частиц на данном уровне или временем релаксации. Она характеризует время, в течение которого первоначальная населенность верхнего уровня убывает в е раз. Типичное время релаксации составляет 10^-6...10^-9 с. Но иногда это время оказывается значительно больше, достигая 10^-3 с и даже секунд. Такие уровни называются метастабильными. Имен­но они используются для усиления и генерации.

Следует отметить, что в энергетически изолированной кванто­вой системе спонтанным переходам с верхних уровней на нижние сопутствуют переходы и в обратном направлении, так как излу­ченные кванты поглощаются частицами нижних уровней, и они переходят «наверх». При постоянной температуре наблюдается термодинамическое равновесие, т. е. среднее число переходов вниз и вверх одно и тоже. Распределение населенностей при термоди­намическом равновесии называется равновесным.

Таким образом, если частица верхнего уровня может само­произвольно (спонтанно) излучить энергию и перейти на нижний уровень, то частица нижнего уровня перейдет наверх только в том случае, когда поглотит квант энергии.

Следовательно, квантовая система, предоставленная сама себе, не может излучать энергию в окружающее пространство, хотя частицы верхнего уровня и излучают энергию, она поглощается частицами нижнего уровня.

 

Ширина спектральной линии

 

Применительно к двухуровневой системе (3) можно предста­вить в виде

v₂₁= (W₂-W₁)/ ћ. (13)

откуда вытекает, что при строго фиксированных W₂ и W₁ излуча­ется энергия на одной-единственной частоте, т. е. излучение монохроматично. Однако в реальных системах уровни W₂ и W₁ не яв­ляются бесконечно тонкими. В силу ряда причин они имеют конеч­ную ширину, или «размытость». Кроме того, с повышением темпе­ратуры размытость энергетического уровня увеличивается. Поэто­му частота v₂₁ не является строго фиксированной, и поглощение энергии квантовой системой либо излучение наблюдается в неко­торой полосе частот ∆v. Эта полоса тем уже, чем больше время жизни частиц на верхнем уровне.

Из теории колебаний известно, что если длительности сигнала ∆t соответствует полоса частот ∆ v, то

∆t ∆v ≈1, (14)

Из (3) можно установить, что какому-либо изменению энергии ∆W частицы сопутствует изменение частоты перехода

∆v = ∆W/h. (15)

Рис. 5. К выводу закона Бугера

 

С другой стороны, поток энергии равен произведению объемной плотности энергии ρ на групповую скорость v_гp:

S = ρ v_гp (34)

Рис. 13. Четырехуровневая система

т. е. второй уровень должен располагаться ниже середины энерге­тического расстояния между первым и третьим уровнями (рис. 12,б).

Что же касается релаксационных процессов, выпавших из рас­смотрения, то для их учета необходимо воспользоваться так на­зываемыми кинетическими уравнениями Эйнштейна. Из этих урав­нений вытекает, что при прочих равных условиях инверсия населённостей возможна на том переходе, частота которого в большей степени отличается от частоты накачки. Поскольку сформулированный вывод не противоречит условиям (50) и (51), подобный учет процессов релаксации здесь опущен.

Итак, трехуровневая система по сравнению с двухуровневой обладает двумя важнейшими преимуществами: насыщение перехо­да 1 — 3 не влияет на работоспособность усилителя; усилитель мо­жет работать в непрерывном режиме, так как накачка и усиле­ние производятся на различных частотах.

Еще большими возможностями обладает четырехуровневая си­стема. Использование всех четырех уровней может обеспечить бо­лее эффективную инверсию населенностей, т. е. большее различие населенностей верхнего и нижнего уровней (рис. 13).

Если накачку производить одновременно на двух частотах n_н1 и n_н2, причем

n_н1 = n₃₁; n_н2 = n₄₂, (52)

 

а усиление — на частоте n₃₂ (рис. 13, а), то в режиме насыщения населённости третьего и второго уровней определяются соотноше­ниями

 

N ₃* = (N₁ + N₃)/2 (53)

 

С учетом N₁ >> N₃ и N₂ >> N₄ найдем различие населённостей для че­тырехуровневой системы:

N*₃ - N^*₂ = (N₁ – N₂)/2 (54)

 

При этих условиях для трехуровневой схемы, например на рис. 13, а, различие населенностей можно записать в виде

 

N*₃ - N^*₂ = N₁ /2 - N₂ (55)

Поскольку

N₁ /2 - N₂/2 > N₁ /2 - N₂, (56)

в четырехуровневой схеме различие населенностей выше, следова­тельно, больше число квантов, переданных усиливаемому электромагнитному полю. Это можно использовать либо для повышения коэффициен­та усиления, либо для менее глубокого охлаждения вещества. Действительно, при повышении температуры вещества из-за спон­танного излучения населенность верхнего уровня упадет. Однако различие населенностей оказывается достаточным для усиления сигнала.

Следует отметить, что, подобрав систему, у которой частоты переходов n₃₁ и n₄₂ совпадают (n_н1 = n_н2), можно более рациональ­но построить квантовый прибор, так как требуется только один генератор накачки.

В другом варианте (рис. 13,б) накачка осуществляется на частоте n₄₁, а усиление — на частоте n_32. При этом в процессе на­качки из-за релаксационных процессов (волнистые стрелки) про­исходит интенсивное обеднение четвертого и второго уровней. Из-за этого населённость третьего уровня растет, а второго — сни­жается, т. е. резко возрастает различие населенностей N*₃ - N*₂. В результате для накачки требуется мощность в десятки и сотни раз меньше, чем в трехуровневой системе.

Все рассмотренные варианты отличались тем, что частота на­качки была выше частоты усиливаемого сигнала. В некоторых случаях это является недостатком. При использовании четырех­уровневой системы (рис. 13, в) можно добиться того, что частота накачки может быть меньше частоты усиливаемого сигнала.

КВАНТОВЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ ОПТИЧЕСКОГО ДИАПАЗОНА

Структурная схема лазера

Из-за большой интенсивности спонтанного излучения в оптиче­ском диапазоне усилители не нашли применения. Поэтому кван­товые приборы оптического диапазона в основном представлены оптическими квантовыми генераторами. Эти приборы известны также под названием лазеры.

Лазер не имеет прототипов и является единственным источни­ком когерентного излучения. Когерентность, монохроматичность, направленность излучения отличают лазер от всех прочих ес­тественных и искусственных источников света.

Лазер состоит из трех основных элементов: рабочего вещест­ва, источника питания и резонансной системы.

 

 

 

Рис. 14. Упрощенная схема лазера

По агрегатному состоянию ра­бочего вещества лазеры подраз­деляются на твердотельные, жидкостные и газовые.

Источник питания предназначен для создания активной среды, т. е. обеспечения инверсии населённостей. Поэтому для питания используются вспомогатель­ные излучения (подсветка), электронная бомбардировка, инжекция носителей заряда и другие методы.

В качестве резонансной системы в лазерах используется от­крытый резонатор Фабри—Перо, в задачу которого входит обес­печение положительной обратной связи.

Схема лазера приведена на рис. 14. Активная среда, создан­ная в рабочем веществе посредством источника питания (на схе­ме не показан), располагается в открытом резонаторе Фабри — Перо. Он представляет собой два плоскопараллельных зеркала 31 и 32, отражающие поверхности которых обращены друг к другу. Для вывода энергии хотя бы одно из зеркал, например 32, выпол­няется полупрозрачным.

В активной среде всегда имеются спонтанно излученные фото­ны (кванты). Их характеристики и направления распространения произвольны и равновероятны. Поэтому в ансамбле спонтанно из­лученных фронтов может оказаться фотон типа 1 с направлением распространения, перпендикулярным поверхности зеркал. Встречая на своем пути частицы верхнего энергетического уровня, фотон об­лучает их, вызывая стимулированное излучение новых фотонов.

В соответствии с законом индуцированного излучения, вновь излученные фотоны имеют такие же характеристики (фазу, поля­ризацию и направление распространения), как и первичный облу­чающий фотон. Излученные фотоны, следовательно, распростра­няются также в направлении, перпендикулярном поверхности зер­кал. На своем пути они облучают частицы верхнего уровня и т. д.

Таким образом, из-за спонтанно излученного фотона появля­ется лавина стимулировано излученных фотонов с одинаковыми характеристиками, т. е. возникает когерентное излучение. Достиг­нув полупрозрачного зеркала 32, часть фотонов выходит наружу, обеспечивая выходной луч, а другая, отражаясь, возвращается в активную среду и вызывает новую лавину подобных фотонов. От­разившись от зеркала 31, фотоны снова возвращаются в активную среду и вызывают лавину фотонов, подобных себе. Так, резонатор Фабри—Перо обеспечивает положительную обратную связь для фотонов с направлением, перпендикулярным поверхности зеркал. Если же в активной среде возник фотон типа 2 с другим на­правлением распространения, то, отражаясь зеркалом под углом падения, он не возвращается в активную среду. Следовательно, для фотонов с направлением, не перпендикулярным поверхности зеркал, положительной обратной связи нет.

Таким образом, лазер излучает поток фотонов с направлени­ем, перпендикулярным поверхности зеркал резонатора, т. е. на­правленность излучения весьма высока. Луч лазера обладает как временной, так и пространственной когерентностью.

 

Открытые оптические резонаторы

Во многих генераторах СВЧ в качестве колебательной систе­мы используются закрытые резонаторы в виде различной конфи­гурации отрезков волноводов. Причем для существования колеба­ний только одного типа или с небольшим количеством перемен знака поля в резонаторе (малое число мод) размеры последнего должны быть соизмеримы с длиной волны. Это условие для оп­тического диапазона неосуществимо. Поэтому в лазерах приме­няются открытые резонаторы, в которых используются две (или более) отражающие поверхности, между которыми происходит многократное отражение сферической или плоской волны, чем и обеспечивается взаимодействие волны с активным веществом.

Разновидности открытых резонаторов обусловлены формой от­ражающих поверхностей, в качестве которых используются зер­кала различной формы (плоские, сферические, параболические), грани призм полного внутреннего отражения, многослойные тон­костенные пластинки, границы раздела сред с различными пока­зателями преломления показаны на рис. 15, а: 1 — активная сре­да; 2 — плоские зеркала; 3 — сферические зеркала; 4 — призма.

Расстояние между зеркалами зависит от размеров активного вещества и в современных квантовых генераторах составляет де­сятые доли миллиметра в полупроводниковых лазерах и до де­сятков метров — в газовых. В последнем случае резонатор содер­жит несколько секций (рис. 15,б).

В случае криволинейных отражающих поверхностей зеркала должны быть конфокальными, т. е. их фокусы расположены в центре резонатора. Причем радиус кривизны зеркал R равен рас­стоянию между зеркалами L.

Теория и практика использования многослойных тонкостенных пластинок вместо зеркал с целью дополнительного разрешения спектра открытых резонаторов полностью не разработана.

Рассмотрим структуру поля в открытом резонаторе. Предпо­ложим вначале, что резонатор пассивный (активная среда отсут­ствует). Вдоль оси резонатора распространяется плоская волна

 

Рис. 15 Разновидности открытых резо­наторов

 

Рис. 16 К пояснению модовых режимов лазера

 

(или почти плоская), которая, интерферируя с отраженной от зеркала волной, создает q пучностей и узлов, количество которых зависит от соотношения длины волны l и длины резонатора L. Числом q определяется тип (мода) продольной структуры волны, обычно q= 10⁵...10⁷.

Поперечная структура волны аналогично типам волн в волно­воде определяется количеством перемен знака вектора поля в плоскости, перпендикулярной оси резонатора. Число т — количе­ство перемен знака по оси х, а n — по оси у. Таким образом, при­нято обозначение типа волны TEM_mnq. Для поперечных мод часто индекс q опускается. Волна с индексами т= п = 0

 

Рис. 17 Сечения луча лазера для разных мод

 

является основ­ной (рис. 16) и обозначается TEM_OOq или ТЕМ₀₀ — это одномо-довый режим. Следует отметить, что чем выше порядок, тем боль­ше поперечное сечение луча. Это легко обнаружить при визуальном наблюдении луча, падающего на плоскую поверхность. На рис. 17 приведены сечения луча для разных мод.

Остановимся на потерях мощности в резонаторе. Если предпо­ложить, что зеркала представляют собой абсолютно гладкие отражающие поверхности неограниченных размеров, то плоская волна, многократно отражаясь от зеркал, могла бы существовать вечно, т. е. имела бы место ситуация, аналогичная существованию незатухающих колебаний в контуре без потерь. В реальном резо­наторе существуют потери, обусловленные следующими факто­рами.

Любая поверхность не может обладать стопроцентной отражающей способностью по множеству причин (рассеивание, погло­щение и др.), т. е. коэффициент отражения г > 1. Кроме того, одно из зеркал полупрозрачно

 

Рис. 18. Зависимость ди­фракционных потерь от числа Френеля и моды

 

и часть энергии уходит на излучение.

Другим фактором является дифракция волны. Если на зерка­ло падает плоская волна, то из-за дифракции на краях отражен­ная волна распространяется в пределах некоторого малого угла:

 

Q»l/D (57)

где D — диаметр зеркала.

Вследствие дифракции часть энергии теряется при каждом отражении. Дифракционные потери определяются показателем потерь b_дифр, который обратно пропорционален числу Френеля:

N» D²/lL. (58)

Дифракционные потери растут с увеличением поперечных ин­дексов моды. На рис. 18 приведены зависимости b_дифр от числа Френеля и моды. Сплошными линиями показаны зависимости для резонаторов с конфокальными зеркалами, а штриховыми — с плос­кими зеркалами. Для снижения потерь стремятся понизить порядок поперечной моды. При малых значениях индексов т и п энергия поля сосредоточена вблизи оси резонатора и падает до нуля на краях зеркала.

Потери возрастают с уменьшением числа Френеля, т. е. с ростом длины резонатора L либо при уменьшении диаметра зерка­ла D. В конфокальных резонаторах потерь меньше. Это позволяет при той же выходной мощности использовать меньший объем активного вещества. Помимо всего, в конфокальных резонаторах менее жесткие требования к юстировке зеркал, нежели в резонаторе с плоскими зеркалами. Однако направленность излучения в конфокальных резонаторах хуже.

Для оценки поля в резонаторе следует учесть потери за пол­ный проход волны (два расстояния между резонаторами). Таким образом, для амплитуды поля после полного прохода можно за­писать

 

Е_т (2L) = Е_т (0) r₁ r₂ ехр (- 2Lβ_дифр), (59)

где r₁ r₂ — коэффициенты отражения зеркал.

 

Спектр излучения лазера

Если на длине резонатора L укладывается целое число полу­волн, то из-за многократных отражений в резонаторе образуется стоячая волна, условие образования которой можно записать в виде

Qλ/2 = L, (66)

где λ — длина волны; q — продольное квантовое число.

В активной среде с показателем преломления п длина волны связана с частотой f следующим выражением:

 

λ = cn/f (67)

 

где с — скорость света. Подставляя (59) в (60), находим соб­ственную частоту резонатора:

 

f = qcn/2L. (68)

 

Из (68) видно, что в зависимости от числа q полуволн, укла­дывающихся на длине L резонатора, в нем существует множество видов (мод) колебаний, т. е. условие баланса фаз может быть выполнено на множестве частот. Поскольку значение q до­вольно велико, моды расположены по частоте близко друг к дру­гу. Интервал частот между двумя соседними модами определяется как

Δf = f_q – f_q-1 = cn /2L. (69)

 

Таким образом, чем длиннее резонатор, тем гуще спектр.

Например, при L =0,5 м и п = 1 получаем Δf = 300 МГц. В то же время при длине резонатора 1 м Δf = 150 МГц.

Спектр излучения лазера зависит от соотношения Δf и шири­ны спектральной линии Δν активной среды. Если ширина Δν мень­ше разности Δf между двумя собственными частотами резонатора f_q и f_q-1 (Δν < Δf), то лазер возбуждается только на одной ре­зонансной частоте (рис. 19). При этом излучение лазера монохроматично и его спектр определяется шириной линии резонатора Δf_р.

 

 

при Δν > Δf

 

 

Рис. 19. Спектр излучения лазера при Δν < Δf

Рис. 20. Спектр излучения лазера при Δν > Δf

Рис. 21. К поясне­нию влияния поро­говой мощности на­качки

 

В тех случаях, когда Δν > Δf, возможен многочастотный режим (рис. 20). Следует особо отметить, что спектр колебаний зави­сит также от мощности накачки. Если она недостаточна, то из­лученная частицами мощность меньше порога Р_пор (рис. 21) и генерация невозможна. При увеличении мощности накачки до значения, при котором мощность индуцированного излучения определяется кривой Р₁условия генерации выполняются в первую очередь для той частоты, которая близка к частоте перехода (f_q = ν₀). При этом возникает режим с монохроматичным излучением небольшой мощности. Дальнейшее повышение мощности до Р₂приводит к увеличению генерируемой мощности, но вызывает по­явление колебаний на соседних частотах.

Следовательно, требования обеспечения монохроматичности и повышения мощности излучения противоречивы. Однако, несмот­ря на это, степень монохроматичности лазера намного выше, чем у любого другого источника света.

Каждому виду колебаний соответствует свой спектр. Поэтому для передачи информации желательно обеспечивать одночастотный режим путем дополнительного разрежения спектра. Этого можно достигнуть путем использования многорезонаторных лазе­ров с различными длинами открытых резонаторов. Однако в тео­рии связанных открытых резонаторов с диэлектрическими телами еще мало результатов из-за ее сложности.

Газовые лазеры

В газах размытость энергетических уровней ничтожна, так как атомы, молекулы и ионы слабо взаимодействуют между собой. Поэтому газовые лазеры обладают самой высокой степенью моно­ моно­хроматичности и когерентности. Направленность их излучения так­же значительно выше, нежели в лазерах других типов. Газовые лазеры получили самое широкое распространение.

 

Рис. 22. Схема гелий-неонового лазера

 

 

 

Рис. 23. Энергетическая диа­грамма квантовых переходов

ге­лий-неонового лазера

Гелий-неоновый лазер. Он явился первым газовым источником когерентного света, работающим в непрерывном режиме. Схема гелий-неонового лазера приведена на рис. 22. Продольная ось стеклянной или кварцевой трубки 2 со смесью газов гелия и нео­на перпендикулярна поверхности зеркал 4. Торцы трубки 5 скошены под углом Брюстера для обеспечения строго поляризован­ной волны. Между анодом 1 и термокатодом 3 приложено по­стоянное напряжение для обеспечения тлеющего разряда.

Переходя к процессу образования инверсной населенности, отметим, что рабочим веществом является неон. Из всей совокуп­ности его квантовых переходов в гелий-неоновом лазере исполь­зуется рабочий переход 6 — 3 (рис. 23). Колебания с другими частотами (переходы 6—4; 4—3) подавляются. Частота (длина волны) рабочего перехода 6 — 3 находится в оптическом диапазо­не. Таким образом, необходимо обеспечить инверсию населенностей 6-го и 5-го уровней. Для этой цели здесь используется метод бомбардировки электронами, которые в газоразрядном промежут­ке обладают различными запасами энергии. В процессе соударе­ний с атомами основного уровня 1 электроны передают им часть своей энергии, в результате чего происходит заселение всех верх­них уровней. Однако чем ниже расположен уровень, тем интенсив­нее он заселен. Поэтому только из-за электронного возбуждения Невозможно добиться инверсии населенностей, т. е. на уровне 6 всегда будет меньше атомов, чем на уровне 3.

Для избирательного заселения определенного уровня исполь­зуют вспомогательный (буферный) газ, энергетическая диаграмма которого должна удовлетворять определенным требованиям. Ос­новной и верхний уровни должны быть такими же, как и в рабо­чем газе, а нижний уровень излучательного перехода (в данном случае уровень 3) в буферном газе должен отсутствовать. Этим требованиям применительно к неону удовлетворяет гелий (рис. 23). Его переход используется для создания активной среды в неоне на переходе 6 — 3. Что же касается промежуточного уровня II в атоме гелия, то он для инверсии не используется и только снижает КПД.

Инверсия населенностей в неоне на переходе 6 — 3 осуществля­ется следующим образом. Помимо соударений атомов обоих газов со свободными электронами наблюдаются также неупругие соуда­рения атомов гелия верхнего уровня III с атомами неона основ­ного уровня 1. Поскольку энергетические расстояния между край­ними уровнями в обоих газах совпадают, то излученный атомом гелия III уровня квант может поглотиться атомом неона только основного уровня 1. При этом атом неона неизбежно перейдет на уровень 6. Эффективность передачи энергии от гелия к неону обес­печивается тем, что время жизни гелия на уровне III велико, око­ло 10^-3с. Аналогично происходит заселение уровня 4 в неоне.

Для ослабления обратного процесса — передачи энергии от не­она к гелию — концентрация последнего должна быть избыточной. Поэтому отношение парциальных давлений гелия и неона в смеси выбирают равным 5... 15 при общем давлении порядка 1 мм рт. ст.

Таким образом, из-за резонансной передачи энергии атомами гелия происходит заселение уровней 6 и 4 в зоне, однако заселен­ность уровня 4 не используется. Поскольку время жизни на уров­не 6 больше, чем на уровне 3, инверсия населенностей достигает­ся легко. При этом самое главное то, что уровень 3 неона посред­ством атомов гелия не заселяется, ибо в гелии такого уровня нет. Следовательно, населенность уровня 6 окажется больше, чем 3.

Переходя к особенностям конструкции трубки, отмечаем, что они вызваны в основном низким КПД. Его малая величина обус­ловлена тем, что рабочий переход значительно удален от основного уровня I. Поэтому эффективность накачки низка. Следова­тельно, должны быть приняты меры для уменьшения потерь в ре­зонаторе, т. е. для повышения его добротности. В частности, сле­дует уменьшить потери мощности на торцах трубки из-за отра­жений. Для этого торцевые окна располагают под углом Брюстера.

В результате волна с плоскостью поляризации, лежащей в плоскости падения, проходит через плоскопараллельную пластину без отражения, т. е. без потерь. Излучение с любой поляризацией подвержено потерям (из-за отражения уходит в сторону). Торцовые окна располагают так, чтобы нормаль окна образовала с осью трубки угол Брюстера. При этом излучение только с одной поля­ризацией будет проходить без потерь на отражение к зеркалам резонатора и обратно. Поскольку генерация в лазере начинается со спонтанного излучения, первичные фотоны имеют произволь­ную поляризацию, но окна Брюстера пропустят фотоны только одной поляризации. Отобранные таким способом фотоны в активной среде вызовут стимулированное излучение фотонов с той же поляризацией. Применение окон Брюстера позволяет не только уменьшить потери в резонаторе, но и упорядочить поляризацию.

Особенностью конструкции гелий-неонового лазера является критичность диаметра трубки. Интенсивность излучения тем вы­ше, чем меньше населенность уровня 3 неона. Поэтому его опус­тошение должно быть достаточно интенсивным. Оно проходит в два этапа. Сначала атомы спонтанно переходят с уровня 3 неона на уровень 2, вызывая обычное некогерентное свечение неона. С уровня же 2 атомы неона переходят на уровень 1 в основном из-за соударений со стенками трубки в результате диффузии. Для облегчения диффузии возбужденных атомов к стенкам трубки следует уменьшить ее диаметр. Поэтому в гелий-неоновых лазерах диаметр газоразрядной трубки не превышает 10 мм.

Что же касается режима работы, то он также имеет особен­ности. Одна из них заключается в немонотонной зависимости вы­ходной мощности от тока разряда в трубке. При на­чальном увеличении тока возрастает инверсия населенностей и выходная мощность повышается. При чрезмерном увеличении то­ка проявляется электронное возбуждение атомов уровня 2 неона. В результате заселяется уровень 3 неона, инверсия населенностей перехода 6—3 снижается и выходная мощность падает вплоть да срыва генерации.

Таким образом, выходная мощность гелий-неонового лазера ограничена. Ее не удается повысить и в результате повышения давления в трубке, так как при этом увеличивается концентрация атомов и уменьшается длина свободного пробега электронов. По­этому они не могут приобрести энергию, достаточную для перево­да атомов на верхние уровни.

 

Вопросы для самоконтроля

 

1. Что такое инверсия населенности и каковы методы ее получения?

2. Свойства индуцированного и спонтанного излучения.

3. Особенности получения инверсной населенности трех и четырехуровневых квантовых систем.

4. Назвать и объяснить причины уширения контура спектральных линий.

5. Механизмы усиления в квантовых системах.

6. Как формируется спектр собственных колебаний резонатора?

7. Типы резонаторов и их параметры.

8. Спектр излучения лазера и свойства излучения.

9. Условия генерации в лазерах.

10. Чем определяется направленность и поляризация излучения в лазерах?

 

 

Список литературы

 

1. Панфилов И.П. Приборы СВЧ и оптического диапазонов (учебное пособие для высших учебных заведений), Москва, «Радио и связь», 1993, 200 с.

2. Е.Ф. Ищенко. Открытые оптические резонаторы (некоторые вопросы теории и расчета), Москва, Сов. радио, 1980г.

3. Л.В. Тарасов Физика процессов в генераторах когерентного оптического излучения, Москва, «Радио и связь», 1981, 440 с.

Кафедра «Электронные приборы»