láseres de gas Láser de neón de helio

El láser de helio-neón, junto con el diodo o el semiconductor, es uno de los láseres más utilizados y asequibles para la región visible del espectro. La potencia de los sistemas láser de este tipo, destinados principalmente a fines comerciales, está en el rango de 1 mW a varias decenas de mW. Particularmente populares son los láseres He-Ne menos potentes del orden de 1 mW, que se utilizan principalmente como dispositivos de cotización, así como para resolver otros problemas en el campo de la tecnología de medición. En los rangos infrarrojo y rojo, el láser de helio-neón está siendo reemplazado cada vez más por el láser de diodo. Los láseres He-Ne son capaces de emitir líneas naranjas, amarillas y verdes además de líneas rojas, lo que se logra gracias a espejos selectivos apropiados.

Diagrama de nivel de energía

Los niveles de energía de helio y neón que son más importantes para la función de los láseres He-Ne se muestran en las Figs. 1. Las transiciones láser ocurren en el átomo de neón, con las líneas más intensas resultantes de transiciones con longitudes de onda de 633, 1153 y 3391 (ver Tabla 1).

La configuración electrónica del neón en el estado fundamental se ve así: 1s22s22p6 donde la primera capa (n = 1) y la segunda capa (n = 2) están llenas con dos y ocho electrones, respectivamente. Estados superiores según la fig. 1 surgen como resultado del hecho de que aquí hay una capa 1s22s22p5, y un electrón luminoso (óptico) se excita de acuerdo con el esquema: 3s, 4s, 5s, ..., 3p, 4p, ... etc. Estamos hablando, por lo tanto, del estado de un electrón, que realiza la conexión con la cáscara. En el esquema LS (Russell-Saunders) para niveles de energía el neón se indica mediante un estado de un electrón (por ejemplo, 5s), así como el momento orbital total resultante L (= S, P, D...). En la notación S, P, D,..., el índice inferior muestra el momento orbital total J, y el superior muestra la multiplicidad 2S + 1, por ejemplo, 5s1P1. A menudo, se utiliza una designación puramente fenomenológica según Paschen (Fig. 1). En este caso, los subniveles de estados electrónicos excitados se cuentan del 2 al 5 (para estados s) y del 1 al 10 (para estados p).

Arroz. 1. Esquema de niveles de energía de un láser He-Ne. Los niveles de neón están marcados según Pashen, es decir: 3s2, 3s3, 3s4, 3s5, etc.

Tabla 1. Notaciones para las transiciones de líneas intensas de un láser He-Ne

Excitación

El medio activo de un láser de helio-neón es mezcla de gases, al que se le suministra la energía necesaria en una descarga eléctrica. Los niveles de láser superiores (2s y 2p según Paschen) se pueblan selectivamente sobre la base de colisiones con átomos de helio metaestables (23S1, 21S0). Durante estas colisiones, no solo ocurre el intercambio de energía cinética, sino también la transferencia de energía de los átomos de helio excitados a los átomos de neón. Este proceso se denomina colisión del segundo tipo:

He* + Ne -> He + Ne* + ΔE, (1)

donde el asterisco (*) simboliza el estado excitado. La diferencia de energía en el caso de excitación del nivel 2s es: &DeltaE=0.05 eV. En una colisión, la diferencia existente se convierte en energía cinética, que luego se distribuye en forma de calor. Para el nivel 3s, se dan relaciones idénticas. Tal transferencia de energía resonante del helio al neón es el principal proceso de bombeo para crear una inversión de población. En este caso, la larga vida útil del estado metaestable He tiene un efecto favorable sobre la selectividad de la población del nivel láser superior.

La excitación de los átomos de He se produce sobre la base de la colisión de electrones, ya sea directamente o mediante transiciones en cascada adicionales desde niveles superiores. Debido a los estados metaestables de larga duración, la densidad de los átomos de helio en estos estados es muy alta. Los niveles de láser superiores 2s y 3s pueden - sujeto a las reglas de selección para transiciones Doppler eléctricas - pasar solo a los niveles p inferiores. Para una generación exitosa de radiación láser, es extremadamente importante que la vida útil de los estados s (nivel láser superior) = aproximadamente 100 ns exceda la vida útil de los estados p (nivel láser inferior) = 10 ns.

Longitudes de onda

A continuación, consideraremos las transiciones láser más importantes con más detalle, utilizando la Fig. 1 y datos de la Tabla 1. La línea más famosa en la región roja del espectro (0.63 μm) aparece debido a la transición 3s2 → 2p4. El nivel inferior se divide como resultado de la emisión espontánea durante 10 ns en el nivel de 1 s (Fig. 1). Este último es resistente a la rotura por radiación dipolar eléctrica, por lo que tiene una larga vida natural. Por tanto, los átomos se concentran en este estado, que resulta estar muy poblado. En una descarga de gas, los átomos en este estado chocan con los electrones, y luego los niveles 2p y 3s se excitan nuevamente. En este caso, la inversión de población disminuye, lo que limita la potencia del láser. El agotamiento del estado ls ocurre en los láseres de helio-neón principalmente debido a las colisiones con la pared del tubo de descarga de gas y, por lo tanto, con un aumento en el diámetro del tubo, se observa una disminución en la ganancia y una disminución en la eficiencia. Por lo tanto, en la práctica, el diámetro está limitado a alrededor de 1 mm, lo que, a su vez, limita la potencia de salida de los láseres He-Ne a varias decenas de mW.

Las configuraciones electrónicas 2s, 3s, 2p y 3p que participan en la transición láser se dividen en numerosos subniveles. Esto conduce, por ejemplo, a más transiciones en la región visible del espectro, como puede verse en la Tabla 2. Para todas las líneas visibles del láser He-Ne, la eficiencia cuántica es del orden del 10 %, que no es muy alto. El diagrama de niveles (Fig. 1) muestra que los niveles superiores del láser están aproximadamente 20 eV por encima del estado fundamental. La energía de la radiación láser roja es de solo 2 eV.

Tabla 2. Longitudes de onda λ, potencias de salida y anchos de línea Δ ƒ de un láser He-Ne (notación de transición de Paschen)

Color	λ Nuevo Méjico	Transición (según Pasén)	Energía mW	Δ ƒ megahercio	Ganar %/metro
Infrarrojo	3 391	3s2 → 3p4	> 10	280	10 000
Infrarrojo	1 523	2s2 → 2p1	1	625
Infrarrojo	1 153	2s2 → 2p4	1	825
Rojo	640	3s2 → 2p2
Rojo	635	3s2 → 2p3
Rojo	633	3s2 → 2p4	> 10	1500	10
Rojo	629	3s2 → 2p5
Naranja	612	3s2 → 2p6	1	1 550	1.7
Naranja	604	3s2 → 2p7
Amarillo	594	3s2 → 2p8	1	1 600	0.5
Amarillo	543	3s2 → 2p10	1	1 750	0.5

La radiación en el rango infrarrojo alrededor de 1.157 µm surge a través de las transiciones 2s → 2p. Lo mismo se aplica a una línea ligeramente más débil de aproximadamente 1,512 µm. Ambas líneas infrarrojas encuentran uso en láseres comerciales.

Un rasgo característico de la línea en el rango IR a 3.391 μm es una alta ganancia. En la zona de señales débiles, es decir, con un solo paso de señales luminosas débiles, es de unos 20 dB/m. Esto corresponde a un factor de 100 para un láser de 1 metro de largo. El nivel del láser superior es el mismo que para la transición roja conocida (0,63 µm). La alta ganancia, por un lado, es causada por la vida útil extremadamente corta en el nivel inferior de 3p. Por otro lado, esto se debe a la longitud de onda relativamente larga y, en consecuencia, a la baja frecuencia de radiación. Por lo general, la proporción de emisiones estimuladas y espontáneas aumenta para bajas frecuencias ƒ. La amplificación de señales débiles g, por regla general, es proporcional a g ~ƒ2.

Sin elementos selectivos, el láser He-Ne emitiría en la línea de 3,39 µm y no en la región roja de 0,63 µm. La excitación de la línea infrarroja se evita mediante el espejo de cavidad selectiva o mediante la absorción en las ventanas de Brewster del tubo de descarga de gas. Debido a esto, el umbral de generación de láser se puede elevar a un nivel suficiente para una radiación de 3,39 μm, de modo que aquí solo aparece una línea roja más débil.

Diseño

Los electrones necesarios para la excitación se forman en una descarga de gas (Fig. 2), que se puede utilizar con un voltaje de aproximadamente 12 kV a corrientes de 5 a 10 mA. La longitud típica de la descarga es de 10 cm o más, el diámetro de los capilares de descarga es de aproximadamente 1 mm y corresponde al diámetro del rayo láser emitido. Con un aumento en el diámetro del tubo de descarga de gas, el coeficiente acción útil disminuye, ya que se requieren colisiones con la pared del tubo para vaciar el nivel de ls. Para una potencia de salida óptima, se utiliza la presión de llenado total (p): p·D = 500 Pa·mm, donde D es el diámetro del tubo. La relación en la mezcla de He/Ne depende de la línea de láser deseada. Para la conocida línea roja tenemos He:Ne = 5:l, y para la línea infrarroja de alrededor de 1,15 µm - He:Ne=10:l. Un aspecto importante es también la optimización de la densidad de corriente. La eficiencia para la línea de 633 nm es de alrededor del 0,1%, ya que el proceso de excitación en este caso no es muy eficiente. La vida útil de un láser de helio-neón es de unas 20.000 horas de funcionamiento.

Arroz. 2. Diseño de un láser He-Ne para radiación polarizada en el rango mW

La ganancia en estas condiciones es de g=0,1 m-1, por lo que es necesario utilizar espejos altamente reflectantes. Para salir del rayo láser, se instala un espejo parcialmente transmisivo (semitransparente) (por ejemplo, con R = 98%) en un solo lado, y en el otro lado, un espejo con la mayor reflectividad posible (~ 100%). La ganancia para otras transiciones visibles es mucho menor (ver Tabla 2). Para fines comerciales, estas líneas se obtuvieron sólo en últimos años usando espejos con pérdidas extremadamente bajas.

Anteriormente, en un láser de helio-neón, las ventanas de salida del tubo de descarga se fijaban con resina epoxi y los espejos se montaban en el exterior. Esto provocó que el helio se difundiera a través del adhesivo y el vapor de agua entrara en el láser. Hoy en día, estas ventanas se sujetan mediante soldadura directa de metal a vidrio, lo que reduce las fugas de helio a alrededor de 1 Pa por año. En el caso de los láseres pequeños producidos en serie, el revestimiento del espejo se aplica directamente a las ventanas de salida, lo que simplifica enormemente todo el diseño.

Propiedades de haz

Para seleccionar la dirección de polarización, la lámpara de descarga de gas está equipada con dos ventanas dispuestas oblicuamente o, como se muestra en la Fig. 2, se inserta una placa de Brewster en el resonador. La reflectividad en una superficie óptica se desvanece si la luz incide en el llamado ángulo de Brewster y se polariza paralelamente al plano de incidencia. Así, la radiación con esta dirección de polarización pasa sin pérdida a través de la ventana de Brewster. Al mismo tiempo, la reflectividad de la componente polarizada perpendicularmente al plano de incidencia es bastante alta y se suprime en el láser.

La relación (grado) de polarización (la relación entre la potencia en la dirección de la polarización y la potencia perpendicular a esta dirección) es de 1000:1 para los sistemas comerciales convencionales. Cuando un láser opera sin placas de Brewster con espejos internos, se genera radiación no polarizada.

El láser generalmente genera en el modo transversal TEM00 (el modo de orden más bajo) y se forman varios modos longitudinales (axiales) a la vez. Cuando la distancia entre los espejos (longitud del resonador láser) L = 30 cm, el intervalo de frecuencia entre modos es Δ ƒ` = c/2L = 500 MHz. La frecuencia central está en el nivel de 4.7 1014 Hz. Dado que la amplificación de la luz puede ocurrir dentro del rango Δ ƒ = 1500 MHz (ancho Doppler), se emiten tres frecuencias diferentes a L = 30 CM: Δ ƒ/Δ ƒ`= 3. Cuando se utiliza una distancia menor entre los espejos (<= 10см) может быть получена одночастотная генерация. При короткой длине мощность будет весьма незначительной. Если требуется одночастотная генерация и более высокая мощность, можно использовать лазер большей длины и с оснащением частотно-селективными элементами.

Los láseres de helio-neón de alrededor de 10 mW a menudo encuentran uso en interferometría u holografía. La longitud de coherencia de tales láseres producidos en masa es de 20 a 30 cm, que es suficiente para la holografía de objetos pequeños. Se obtienen longitudes de coherencia mayores mediante el uso de elementos selectivos de frecuencia en serie.

Cuando la distancia óptica entre los espejos cambia como resultado de efectos térmicos o de otro tipo, las frecuencias naturales axiales del resonador láser se desplazan. Con la generación de frecuencia única, aquí no se obtiene una frecuencia de radiación estable; se mueve sin control en el rango de ancho de línea de 1500 MHz. Mediante un control electrónico adicional, la estabilización de frecuencia se puede lograr justo en el centro de la línea (los sistemas comerciales pueden tener una estabilidad de frecuencia de varios MHz). En los laboratorios de investigación, a veces es posible estabilizar un láser de helio-neón en un rango de menos de 1 Hz.

Mediante el uso de espejos adecuados, las diferentes líneas de la Tabla 4.2 pueden excitarse para generar luz láser. La línea visible más utilizada es de alrededor de 633 nm con potencias típicas de varios milivatios. Después de la supresión de una línea láser intensa de aproximadamente 633 nm, pueden aparecer otras líneas en el rango visible en el resonador debido al uso de prismas o espejos selectivos (ver Tabla 2). Sin embargo, las potencias de salida de estas líneas son solo el 10% de la potencia de salida de una línea pesada o incluso menos.

Los láseres de neón de helio comerciales están disponibles en una variedad de longitudes de onda. Además de ellos, también hay láseres que generan en muchas líneas y son capaces de emitir ondas de muchas longitudes de onda en varias combinaciones. En el caso de los láseres He-Ne sintonizables, se propone seleccionar la longitud de onda requerida girando el prisma.

Láser de neón de helio

Además de Shavlov, otros dos investigadores de Bell Labs estaban trabajando en el problema del láser en 1958: Ali Javan y John Sanders. Javan era iraní de origen. Recibió su doctorado en 1954 con Towns sobre el tema de la radioespectroscopia. Permaneció en el grupo de Towns durante cuatro años, trabajando en espectroscopía de radio y másers. Después de defender su disertación, cuando Tau no estaba de año sabático en París y Tokio, Javan se involucró más en los másers y se le ocurrió la idea de un máser de tres niveles antes de que el grupo Bell Labs publicara un trabajo experimental sobre el tema. Encontró un método para obtener una ganancia de población sin inversión, utilizando en particular el efecto Raman en un sistema de tres niveles, pero publicó sus resultados más tarde que el grupo de Bell.

En abril de 1958, cuando buscaba trabajo en Bell Labs, habló con Shavlov, quien le habló sobre los láseres. En agosto de 1958 fue admitido en Bell Labs y en octubre comenzó una investigación sistemática sobre láseres. Inicialmente, tuvo dificultades éticas allí. RCA ha examinado previamente sus registros del máser de tres niveles y determinó que sus fechas son anteriores a las del grupo Bell. RCA le pagó $ 1,000 por los derechos de la patente y comenzó una disputa con Bell, donde Javan ya estaba trabajando. Durante unos seis meses, Javan trató con abogados de RCA y Bell Labs. Afortunadamente, RCA hizo una investigación de mercado y, convencida de que este amplificador máser no era rentable, abandonó el negocio y dejó la patente a Bell Labs.

Entonces, Javan podría dedicarse por completo al láser. Pensó en construirlo utilizando gases y publicó su diseño propuesto en Physical Review Letters en 1959. Decidió utilizar un gas como medio activo, porque creía que esta sustancia simple facilitaría la investigación. Sin embargo, pensó que era imposible usar lámparas potentes para bombear átomos directamente a un estado excitado, y consideró la excitación por colisiones directas con electrones en un medio de neón puro o por colisiones del segundo tipo. En este último caso, el tubo de descarga se llena con dos gases, que se eligen para que los átomos del primer gas, excitados por colisiones con electrones en una descarga eléctrica, puedan transferir su energía a los átomos del segundo gas, excitándolos. . Algunas mezclas de gases tenían una estructura de niveles de energía que satisfacía estas condiciones. De hecho, es necesario que el nivel de energía del segundo gas tenga una energía prácticamente igual a la energía de excitación del primer gas. De las posibles combinaciones de gases, Javan eligió una combinación de helio y neón, cuyos niveles se muestran en la Fig. 54. Creía que cualquier proceso físico tiende a establecer la distribución de energía de Boltzmann sobre los niveles (es decir, la población del nivel inferior es mayor que la población del superior). Por lo tanto, un medio con una población inversa puede obtenerse en un proceso estacionario solo como resultado de la competencia de varios procesos físicos que avanzan a diferentes velocidades.

Esto se puede entender mejor mirando un árbol con ramas (dos en la Fig. 55) en el que se sientan los monos. Considere primero la población según las estadísticas de Boltzmann, es decir, digamos, cuatro monos se sientan en la rama superior (1), cinco en la parte inferior (2) y seis en el suelo (3, nivel principal). De estos tres niveles, el principal es el más poblado, y cuanto más alto es el nivel, menos poblado está. Sin embargo, los monos no se quedan quietos, sino que saltan sobre las ramas (por ejemplo, podemos suponer que esto sucede cada minuto). En este caso, las poblaciones en los niveles se mantienen iguales en el tiempo (situación de equilibrio). Supongamos ahora que seguimos poblando las ramas al mismo ritmo (un mono por minuto), pero al mismo tiempo mojamos la rama 2 y la hacemos resbaladiza. Ahora los monos no pueden permanecer en él por más de, digamos, 10 segundos. Por lo tanto, esta rama se propaga rápidamente y pronto hay más monos en la rama 1 que en la rama 2. Por lo tanto, se obtiene una población inversa debido al hecho de que el tiempo de residencia de un mono en diferentes ramas es diferente. Aunque estas son consideraciones muy primitivas, ayudan a comprender las consideraciones de Javan.

La selección de la mezcla de helio-neón pasó por una cuidadosa selección con el fin de obtener un sistema que prometiera un entorno óptimo, y solo el éxito posterior trajo a posteriori plena confianza en Javan. Incluso después de que se convenciera de que el helio-neón era la mejor mezcla, hubo muchos escépticos que le dijeron que la descarga de gas era demasiado caótica. Había demasiadas incertidumbres, dijeron, y sus intentos eran como cazar un ganso salvaje.

Arroz. 54. Niveles de energía del helio (He) y (Ne). Se muestran las principales transiciones láser

Figura 55. Los monos en el césped se distribuyen según las estadísticas de Boltzmann. Hay más de ellos en el suelo, y su número disminuye con la altura de las ramas.

Javan gastó mucho dinero, pero, afortunadamente, el sistema funcionó; de lo contrario, la administración estaba lista para cerrar el proyecto y detener los experimentos. Al final del proyecto, se habían gastado dos millones de dólares en este estudio. Aunque esta cantidad aparentemente es exagerada, sin duda el proyecto requirió costos significativos.

Mientras tanto, John Sanders, físico experimental de la Universidad de Oxford, fue invitado a Bell Labs para intentar implementar un láser infrarrojo. Durante el menos de un año asignado a este estudio, Sanders no perdió tiempo en estudios teóricos, sino que inmediatamente decidió excitar helio puro en un tubo de descarga con un resonador Fabry-Perot en su interior. Trató de conseguir el efecto láser a través de prueba y error, variando los parámetros de la descarga. La distancia máxima a la que se podían montar los espejos mientras permanecían paralelos entre sí era de 15 cm. Sanders no utilizó tubos de descarga más largos. Javan consideró esto una limitación fundamental. Asumió que la ganancia en el gas es muy pequeña y que el resonador de Sanders no funcionará. El tubo que usó Javan era mucho más largo, y dado que era extremadamente difícil ajustar los espejos Fabry-Perot a tal distancia, decidió determinar primero los parámetros requeridos para el dispositivo de trabajo y luego tratar de ajustar los espejos por ensayo y error. Así trabajaba. Sin todo el trabajo preliminar de elegir el modo He-Ne para obtener la ganancia conocida, era imposible tener éxito.

Sanders envió una carta a Physical Review Letters indicando que era difícil obtener suficientes átomos excitados con una lámpara de destellos y sugirió usar la excitación producida por impactos de electrones. Tal excitación se puede realizar fácilmente con una descarga eléctrica en un gas o vapor. Se podría obtener una inversión de población si el material activo contiene estados excitados con vidas largas, así como estados con energías más bajas y vidas cortas (como consideramos en el ejemplo del mono).

Inmediatamente después de este artículo, en el mismo número de Physical Review Letters, A. Javan publicó su artículo en el que también consideraba estos problemas, y entre otros esquemas proponía uno muy original. Considere un estado de larga vida en un gas. En condiciones de descarga, este estado se puede llenar adecuadamente debido a su larga vida útil. Si el estado ahora excitado del segundo gas tiene una energía muy cercana a este estado de larga duración, entonces es muy probable que en la colisión se transfiera energía del primer átomo al segundo, que se excitará. Si este átomo tiene otros estados de menor energía, entonces permanecerán sin excitar y, por lo tanto, puede haber una población inversa entre el estado de alta energía con respecto al estado de menor energía. En su obra, Javan mencionó mezclas de criptón y mercurio, así como una mezcla de helio y neón. Este trabajo fue publicado en Physical Review Letters el 3 de junio de 1959.

Javan trabajó en estrecha colaboración con William R. Bennett, Jr., un espectroscopista de la Universidad de Yale que era amigo de Javan en Columbia. Trabajaron hasta altas horas de la noche durante todo un año. En el otoño de 1959, Javan le pidió a Donald R. Herriot, un técnico óptico de Bell Labs, que lo ayudara con el proyecto. Uno de los problemas fundamentales era dotar al tubo de descarga de dos ventanas transparentes de muy alta calidad óptica para no distorsionar el haz de salida. También fue necesario instalar espejos resonadores. Se desarrolló un esquema (Fig. 56) con espejos dentro del tubo de descarga, equipado con dispositivos especiales con tornillos micrométricos, que permitieron ajustar los espejos en las esquinas. En septiembre de 1959, Bennett se mudó de Yale a Bell Labs y, junto con Javan, comenzó un programa de investigación intensivo y exhaustivo, calculando y midiendo las propiedades espectroscópicas de mezclas de helio-neón en diversas condiciones, con el fin de determinar los factores que determinan la producción de inversión. Descubrieron que, en las mejores condiciones, solo se puede obtener una ganancia muy pequeña, del orden del 1,5%. Esta baja ganancia hizo absolutamente necesario minimizar las pérdidas y utilizar espejos con la mayor reflectividad posible. Dichos espejos se obtienen depositando sobre una superficie transparente (vidrio) muchas capas de materiales dieléctricos (transparentes) adecuados con diferentes índices de refracción. Se obtiene un alto coeficiente de reflexión debido a la interferencia de trayectos múltiples con reflexiones en los límites entre capas. Tres investigadores pudieron usar espejos que tenían una reflectancia del 98,9 % a una longitud de onda de 1,15 µm.

Arroz. 56. Diagrama de un láser de helio-neón construido por Javan, Bennett y Heriott

En 1960, Javan, Bennett y Heriott finalmente probaron su láser. Primero, intentaron realizar una descarga eléctrica en un tubo de cuarzo que contenía una mezcla de gases usando un potente magnetrón, pero el tubo se derritió. Tuve que rehacer el equipo y hacer cambios. El 12 de diciembre de 1960, comenzaron a trabajar en una nueva organización de tubos y descargas. Intentaron ajustar los espejos para obtener láser, pero sin éxito. Entonces, al mediodía, Heriott vio la señal: “Estaba girando los tornillos micrométricos de uno de los espejos, como de costumbre, cuando, de repente, apareció una señal en el osciloscopio. Configuramos el monocromador y registramos el pico de la señal a una longitud de onda de 1.153 µm, es decir en la longitud de onda esperada. ¡Ha nacido el primer láser que usa gas como medio activo y funciona en modo continuo! Su radiación estaba en el rango del infrarrojo cercano y, por lo tanto, era invisible para el ojo. El registro requería un receptor adecuado conectado a un osciloscopio.

Y seis meses antes, Ed Ballick, un técnico que ayudó, luego obtuvo un título de la Universidad de Oxford y enseñó en Canadá, compró una botella de vino de cien años. Estaba destinado a un momento solemne, con motivo de la operación del láser. Cuando los experimentos con láser finalmente dieron sus frutos, unos días después, Javan llamó al jefe de Bell Labs y lo invitó a bañar el evento en vino centenario. Estaba terriblemente encantado, pero luego exclamó: “Maldita sea, Ali. ¡Tenemos un problema!". Esto sucedió en la mañana, Javan, y no entendía cuál era el problema. Pero al mediodía circuló por el laboratorio una circular aclarando la anterior, emitida unos meses antes, y prohibiendo el consumo de alcohol en el territorio del centro científico. La aclaración prohibía beber cualquier alcohol que tuviera menos de 100 años. ¡Después de eso, levantaron sus copas por el éxito sin romper las reglas!

El primer láser operó en una transición de 1,15 µm, en el rango cercano al IR. Javan usó espejos que tenían la máxima reflexión en esta longitud de onda, que corresponde a una de las posibles transiciones del neón. Sabía que había otras posibles longitudes de onda. Eligió esta longitud de onda porque su investigación mostró que se podía esperar la mayor ganancia en ella. Para utilizar transiciones en la región visible, se requería un tubo de un diámetro tan pequeño que era imposible ajustar los espejos planos que se usaban para el resonador Fabry-Perot en ese momento.

En el láser Javan, el tubo de descarga contenía neón y helio a presiones de 0,1 y 1 Torr, respectivamente (1 Torr es casi una milésima parte de la presión de una atmósfera). El tubo de cuarzo fundido tenía 80 cm de largo y 1,5 cm de diámetro. En cada extremo había una cavidad de metal que contenía espejos planos de alta reflexión. Se utilizaron manguitos flexibles (fuelles), que permitieron ajustar (mediante una inclinación precisa) los espejos Fabry-Perot con tornillos micrométricos. Esto hizo posible asegurar el paralelismo con una precisión de 6 segundos de arco. En los extremos había ventanas de vidrio plano con superficies pulidas con una precisión superior a 100 A. Permitían emitir un haz de radiación sin distorsión. La descarga eléctrica se excitó con electrodos externos utilizando un oscilador de 28 MHz con una potencia de 50 watts. Se obtuvieron espejos de alta reflexión por deposición de 13 capas de materiales dieléctricos (MgF 2 , ZnS). Entre 1,1 y 1,2 µm, la reflectancia fue del 98,9%. El láser operaba continuamente y fue el primer láser de este tipo.

Siguiendo el ejemplo de Hughes, Bell Labs también realizó una demostración pública de un láser de helio-neón el 14 de diciembre de 1960. Para demostrar la posible importancia para las comunicaciones, se transmitió una conversación telefónica utilizando un haz de radiación láser modulado por un teléfono. señal.

Este láser se conoció como el láser He-Ne, usando los símbolos químicos de sus componentes para el nombre. Se presentó a la prensa el 31 de enero de 1961. El 30 de diciembre de 1960 se publicó un artículo que lo describía en Physical Review Letters.

Mientras Javan realizaba experimentos en la primavera de 1960, dos investigadores de Bell Labs, A. Fox y T. Lee, comenzaron a estudiar la cuestión de qué modos existen en el resonador Fabry-Perot. El hecho es que el resonador Fabry-Perot es muy diferente de los resonadores de microondas en forma de cavidades cerradas. Determinaron la forma de estos modos y su resultado llevó a otros investigadores de Bell Labs, Gary D. Bond, James Gordon y Herwig Kogelnik, a encontrar soluciones analíticas en el caso de los espejos esféricos. No se puede subestimar la importancia del estudio de las cavidades ópticas para el desarrollo de láseres de gas. Antes de que se obtuvieran estos resultados, el láser de gas era, en el mejor de los casos, un dispositivo marginal, cuya generación dependía en gran medida de la alineación de los espejos de los extremos. Estudios teóricos de resonadores con espejos esféricos han demostrado que puede haber configuraciones que dependen relativamente débilmente de la alineación de los espejos, y las pérdidas internas en el resonador pueden ser menores que en un resonador con espejos planos. Esto permite el uso de medios activos con ganancias significativamente más bajas de lo que se pensaba anteriormente. El resonador de espejos planos fue prácticamente abandonado, y todos los descubrimientos de nuevos láseres de gas se realizaron utilizando resonadores de espejos esféricos.

En 1961, se inició un importante programa de investigación sobre láser en Bell Labs. Los investigadores ocupados con otros problemas fueron reorientados hacia nuevos temas, se contrataron nuevos empleados. La decisión de usar dos espejos esféricos idénticos en el resonador ubicado en sus focos (esta configuración se llama resonador confocal) mostró qué dificultades podría evitar Javan si usara tal resonador. Como resultado, William W. Rygrod, Herwig Kogelnik, Donald R. Heriott y D. J. Brangacio construyeron en la primavera de 1962 el primer resonador confocal con espejos esféricos que concentran la luz en el eje del tubo de descarga, estos espejos se colocan fuera del tubo. Esto hizo posible obtener generación en la línea roja 6328 A. Parte de la luz se pierde inevitablemente en los reflejos de las superficies de las ventanas (reflexión de Fresnel). Sin embargo, estas pérdidas se pueden evitar inclinando las ventanas en un cierto ángulo, llamado ángulo de Brewster. En este caso, para luz de cierta polarización, las pérdidas son prácticamente nulas. Esta nueva configuración de láser se muestra en la Fig. 57.

Arroz. 57. Resonador óptico confocal. El tubo en el que el gas es excitado por una descarga eléctrica está cerrado con ventanas inclinadas en el ángulo de Brewster. Detrás del tubo se colocan espejos cóncavos con radios de curvatura iguales de manera que la distancia entre ellos sea igual al radio de curvatura.

El láser rojo He-Ne se ha utilizado ampliamente y todavía se usa, en particular, en medicina. Además, contribuye en gran medida a comprender las diferencias fundamentales entre la luz láser (altamente coherente) y la ordinaria (incoherente). Con este láser, los fenómenos de interferencia se observan fácilmente, así como la estructura de modo del rayo láser, que se cambia fácil y claramente con una ligera inclinación del espejo resonador. También se estimuló el desarrollo de otros numerosos tipos de láseres.

Un láser de He-Ne moderno puede generar en una de varias transiciones que se muestran en la Fig. 54. Para ello se fabrican espejos multicapa con máxima reflexión a la longitud de onda deseada. La generación se obtiene en longitudes de onda de 3,39 μm, 1,153 μm, 6328 A°, e incluso utilizando espejos especiales, en longitudes de onda de 5433 A (línea verde), 5941 A° (línea amarilla), 6120 A° (línea naranja).

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Los laboratorios Laser y Moon Bell utilizaron uno de los primeros láseres para estudiar la topografía de la superficie de la Luna. Durante la expedición Apolo 11, enviada a la Luna el 21 de julio de 1969, los astronautas instalaron en su superficie dos reflectores de esquina capaces de reflejar la luz láser.

El objetivo de este trabajo es estudiar las principales características y parámetros de un láser de gas, en el que se utiliza como sustancia activa una mezcla de gases helio y neón.

3.1. El principio de funcionamiento de un láser de helio-neón.

El láser de neón de helio es el láser de gas típico y más común. Pertenece a los láseres de gas atómico y su medio activo es una mezcla de átomos neutros (no ionizados) de gases inertes: helio y neón. El neón es un gas de trabajo y se producen transiciones entre sus niveles de energía con la emisión de radiación electromagnética coherente. El helio desempeña el papel de gas auxiliar y contribuye a la excitación del neón y a la creación de una inversión de población en él.

Para iniciar la generación en cualquier láser se deben cumplir dos condiciones importantes:

1. Debe haber una inversión de población entre los niveles de láser de trabajo.

2. La ganancia en el medio activo debe exceder todas las pérdidas en el láser, incluidas las pérdidas "útiles" para la salida de radiación.

Si el sistema tiene dos niveles mi 1 y mi 2 con el número de partículas en cada uno de ellos, respectivamente norte 1 y norte 2 y el grado de degeneración gramo 1 y gramo 2, entonces la inversión de población ocurrirá cuando la población norte 2 /gramo 2 niveles superiores mi 2 habrá más población norte 1 /gramo 1 nivel inferior mi 1 , es decir, el grado de inversión Δ norte será positivo:

Si los niveles mi 1 y mi 2 no son degeneradas, entonces para que ocurra la inversión es necesario que el número de partículas norte 2 en el nivel superior mi 2 era más que el número de partículas norte 1 en el nivel inferior mi una . Los niveles entre los cuales es posible la formación de una inversión de población y la ocurrencia de transiciones forzadas con emisión de radiación electromagnética coherente se denominan niveles láser de trabajo.

El estado de inversión de población se crea usando bombeo– excitación de átomos de gas por varios métodos. Debido a la energía de una fuente externa, llamada fuente de la bomba, el átomo de Ne del nivel de energía fundamental mi 0 , correspondiente al estado de equilibrio termodinámico, pasa al estado excitado Ne*. Pueden ocurrir transiciones a diferentes niveles de energía dependiendo de la intensidad de la bomba. Luego hay transiciones espontáneas o forzadas a niveles de energía más bajos.

En la mayoría de los casos, no es necesario considerar todas las posibles transiciones entre todos los estados del sistema. Esto hace posible hablar de esquemas de operación láser de dos, tres y cuatro niveles. El tipo de esquema de operación del láser está determinado por las propiedades del medio activo, así como por el método de bombeo utilizado.

El láser de helio-neón opera en un esquema de tres niveles, como se muestra en la Fig. 3.1. En este caso, los canales de bombeo y generación de radiación están parcialmente separados. El bombeo de la sustancia activa provoca transiciones desde el nivel del suelo mi 0 a nivel excitado mi 2 , lo que lleva a la aparición de una inversión de población entre los niveles de trabajo mi 2 y mi una . El medio activo, que se encuentra en un estado con inversión de población de los niveles de trabajo, es capaz de amplificar la radiación electromagnética con una frecuencia
debido a procesos de emisión estimulada.

Arroz. 3.1. Diagrama de los niveles de energía del gas de trabajo y auxiliar, explicando el funcionamiento de un láser de helio-neón

Dado que la ampliación de los niveles de energía en los gases es pequeña y no hay bandas de absorción anchas, es difícil obtener una población inversa usando radiación óptica. Sin embargo, otros métodos de bombeo son posibles en gases: excitación electrónica directa y transferencia de energía resonante tras la colisión de átomos. La excitación de los átomos al chocar con los electrones puede llevarse a cabo más fácilmente en una descarga eléctrica, donde los electrones acelerados por el campo eléctrico puede adquirir una energía cinética significativa. En colisiones inelásticas de electrones con átomos, estos últimos pasan a un estado excitado mi 2:

Es importante que el proceso (3.4) tenga un carácter resonante: la probabilidad de transferencia de energía será máxima si los estados de energía excitados de diferentes átomos coinciden, es decir, están en resonancia.

Los niveles de energía de He y Ne y las principales transiciones de trabajo se muestran en detalle en la Fig. 1. 3.2. Las transiciones correspondientes a interacciones inelásticas de átomos de gas con electrones rápidos (3.2) y (3.3) se muestran con flechas punteadas hacia arriba. Como resultado del impacto de los electrones, los átomos de helio se excitan a los niveles 2 1 S 0 y 2 3 S 1, que son metaestables. Las transiciones radiativas en helio al estado fundamental 1 S 0 están prohibidas por las reglas de selección. Cuando los átomos de He excitados chocan con los átomos de Ne en el estado fundamental 1 S 0 , es posible la transferencia de excitación (3.4) y el neón pasa a uno de los niveles 2S o 3S. En este caso, la condición de resonancia se cumple, ya que los espacios de energía entre los estados de tierra y excitado en el gas auxiliar y de trabajo están cerca uno del otro.

Las transiciones radiativas pueden ocurrir desde los niveles de neón 2S y 3S a los niveles 2P y 3P. Los niveles P están menos poblados que los niveles S superiores, ya que no hay transferencia directa de energía de los átomos de He a estos niveles. Además, los niveles P tienen una vida útil corta, y la transición no radiativa P → 1S vacía los niveles P. Así, la situación (3.1) surge cuando la población de los niveles superiores S es mayor que la población de los niveles inferiores P, es decir, entre los niveles S y P hay inversión de población, lo que significa que las transiciones entre ellos pueden utilizarse para la generación de láser.

Dado que el número de niveles S y P es grande, es posible un gran conjunto de transiciones cuánticas diferentes entre ellos. En particular, de cuatro niveles 2S a diez niveles 2P, las reglas de selección permiten 30 transiciones diferentes, la mayoría de las cuales generaron generación. La línea de emisión más intensa durante las transiciones 2S → 2P es la línea de 1,1523 μm (región infrarroja del espectro). Para transiciones 3S→2Р, la línea más significativa es 0,6328 µm (región roja), y para 3S→3Р – 3,3913 µm (región IR). La emisión espontánea se produce en todas las longitudes de onda enumeradas.

Arroz. 3.2. Niveles de energía de los átomos de helio y neón y esquema de funcionamiento de un láser He-Ne

Como se mencionó anteriormente, después de las transiciones radiativas a los niveles de P, se produce un decaimiento radiativo no radiativo durante las transiciones P → 1S. Desafortunadamente, los niveles de neón 1S son metaestables, y si la mezcla de gases no contiene otras impurezas, entonces la única forma de transición de los átomos de neón al estado fundamental desde el nivel 1S es por colisión con las paredes del recipiente. Por esta razón, la ganancia del sistema aumenta a medida que disminuye el diámetro del tubo de descarga. Dado que los estados 1S del neón se agotan lentamente, los átomos de Ne se retienen en estos estados, lo que es altamente indeseable y determina una serie de características de este láser. En particular, a medida que la corriente de la bomba aumenta por encima del valor umbral j luego hay un aumento rápido, y luego la saturación e incluso una disminución en el poder de la radiación láser, que se debe precisamente a la acumulación de partículas de trabajo en los niveles 1S y luego su transferencia a los estados 2P o 3P al chocar con los electrones. Esto hace que sea imposible obtener altas potencias de radiación de salida.

La ocurrencia de una población inversa depende de la presión de He y Ne en la mezcla y de la temperatura de los electrones. Los valores óptimos de presión de los gases son 133 Pa para el He y 13 Pa para el Ne. La temperatura de los electrones viene dada por el voltaje aplicado a la mezcla de gases. Por lo general, este voltaje se mantiene en el nivel de 2…3 kV.

Para obtener la generación del láser, es necesario que exista una retroalimentación positiva en el láser, de lo contrario el dispositivo funcionará solo como un amplificador. Para ello, el medio gaseoso activo se coloca en un resonador óptico. Además de generar retroalimentación, el resonador se utiliza para seleccionar los tipos de oscilaciones y seleccionar la longitud de onda de generación, para lo cual se utilizan espejos selectivos especiales.

En niveles de bombeo cercanos al umbral, aplicar láser en un tipo de oscilación es relativamente fácil. Con un aumento en el nivel de excitación, si no se toman medidas especiales, surgen otros modos. En este caso, la generación ocurre a frecuencias cercanas a las frecuencias resonantes del resonador, que están contenidas dentro del ancho de la línea atómica. En el caso de tipos de vibraciones axiales (modo TEM 00), la distancia de frecuencia entre máximos adyacentes
, dónde L es la longitud del resonador. Como resultado de la presencia simultánea de varios modos, surgen batidos e inhomogeneidades en el espectro de emisión. Si solo existieran modos axiales, entonces el espectro sería líneas separadas, la distancia entre las cuales sería igual a C / 2L. Pero también es posible excitar tipos de oscilaciones no axiales en el resonador, por ejemplo, modos TEM 10, cuya presencia depende en gran medida de la sintonización de los espejos. Por lo tanto, aparecen líneas de satélite adicionales en el espectro de emisión, ubicadas simétricamente en frecuencia a ambos lados de los tipos de vibraciones axiales. La aparición de nuevos tipos de oscilaciones con un aumento en el nivel de la bomba se determina fácilmente mediante la observación visual de la estructura del campo de radiación. También es posible observar visualmente la influencia de la alineación del resonador en la estructura de los modos de radiación coherentes.

Los gases son más homogéneos que los medios condensados. Por lo tanto, el haz de luz en el gas está menos distorsionado y disperso, y la radiación del láser de helio-neón se caracteriza por una buena estabilidad de frecuencia y una alta directividad, que alcanza su límite debido a los fenómenos de difracción. Límite de difracción de divergencia para un resonador confocal

,

donde λ es la longitud de onda; d 0 es el diámetro del haz de luz en su parte más estrecha.

La radiación de un láser de helio-neón se caracteriza por un alto grado de monocromaticidad y coherencia. El ancho de las líneas de emisión de dicho láser es mucho más estrecho que el ancho "natural" de la línea espectral y muchos órdenes de magnitud menor que el grado límite de resolución de los espectrómetros modernos. Por lo tanto, para determinarlo, se mide el espectro de latidos de varios modos en la radiación. Además, la radiación de este láser está polarizada en un plano debido al uso de ventanas ubicadas en el ángulo de Brewster con respecto al eje óptico del resonador.

La evidencia de la coherencia de la radiación puede ser la observación de un patrón de difracción en la superposición de la radiación recibida desde diferentes puntos de la fuente. Por ejemplo, la coherencia se puede estimar observando la interferencia de un sistema de múltiples ranuras. Se sabe por la experiencia de Young que para observar la interferencia de la luz de una fuente "clásica" ordinaria, la radiación primero pasa a través de una rendija y luego a través de dos rendijas, y luego se forman franjas de interferencia en la pantalla. En el caso de utilizar radiación láser, la primera rendija resulta innecesaria. Esta circunstancia es fundamental. Además, la distancia entre dos rendijas y su ancho pueden ser inconmensurablemente mayores que en los experimentos clásicos. En la ventana de salida del láser de gas, hay dos rendijas, la distancia entre las cuales es 2 a. En el caso de que la radiación incidente sea coherente, en una pantalla situada a distancia d de las rendijas, se observará un patrón de interferencia. En este caso, la distancia entre los máximos (mínimos) de las bandas

.

El láser de gas más común es el de helio-neón ( él-ne) láser (láser de átomo neutro), que funciona con una mezcla de helio y neón en una proporción de 10:1. Este láser es también el primer láser continuo.

Considere el esquema de energía de los niveles de helio y neón (Fig. 3.4). La generación se realiza entre niveles de neón, y se agrega helio para realizar el proceso de bombeo. Como puede verse en la figura, los niveles 2 3 S 1 y 2 1 S 0 helio se encuentran, respectivamente, cerca de los niveles 2s y 3s ella no. Porque los niveles de helio 2 3 S 1 y 2 1 S 0 son metaestables, entonces cuando los átomos de helio excitados metaestables chocan con los átomos de neón, habrá una transferencia de energía resonante a los átomos de neón (colisiones del segundo tipo).

Entonces los niveles 2s y 3s el neón se puede poblar y, por lo tanto, la generación puede proceder de estos niveles. Toda la vida s-estados ( t s» 100 ns) vida útil mucho más larga R-estados ( t p»10 ns), por lo que se cumple la siguiente condición para que el láser funcione según el esquema de cuatro niveles:

1 1 S z (3s, 2s) z(3p,2p) z 1s .

La generación de láser es posible en una de las transiciones a, b, C según las longitudes de onda la=3,39 micras, libras=0,633 micras, l s=1,15 μm, que se puede obtener seleccionando el coeficiente de reflexión de los espejos del resonador o introduciendo elementos dispersivos en el resonador.

Arroz. 3.4. Esquema de niveles de energía de helio y neón.

Consideremos la característica de generación de dicho láser.

Figura 3.5. Característica de generación de un láser de helio-neón.

El aumento inicial en la potencia de salida con el aumento de la corriente de la bomba se explica por la inversión de población. Una vez que se alcanza la potencia máxima, la curva comienza a disminuir con un mayor aumento en la corriente de la bomba. Esto se explica por el hecho de que los niveles 2p y 1s no tienen tiempo para relajarse; los electrones no tienen tiempo de pasar a un nivel de energía bajo y el número de electrones en los niveles vecinos 2p y 1s se vuelve el mismo. En este caso, no hay inversión.

La eficiencia de los láseres de helio-neón es del orden del 0,1%, lo que se explica por la baja densidad volumétrica de las partículas excitadas. Potencia de salida típica él-ne-láser PAGS~5-50 mW, divergencia q~1 mrad.

láser de argón

Estos son los láseres de onda continua más potentes en la región espectral visible y ultravioleta cercano relacionados con los láseres de gas iónico. El nivel superior del láser en el gas de trabajo se llena debido a dos colisiones sucesivas de electrones durante una descarga eléctrica. En la primera colisión se forman iones a partir de átomos neutros y en la segunda estos iones se excitan. Por lo tanto, el bombeo es un proceso de dos etapas, la eficiencia de cada una de las cuales es proporcional a la densidad de corriente. Se requieren densidades de corriente suficientemente altas para un bombeo eficiente.

Diagrama de nivel de energía láser en Ar+ mostrado en la fig. 3.3. La emisión láser en líneas entre 454,5 nm y 528,7 nm se produce cuando se rellena un grupo de niveles 4p por excitación por impacto de electrones del suelo o estados metaestables Ar+.

3.5 Láser de CO2

Molecular CO2-Los láseres son los láseres cw más potentes entre los láseres de gas, debido a la mayor eficiencia de conversión de energía eléctrica en energía de radiación (15-20%). La generación de láser se produce en transiciones vibracionales-rotacionales y las líneas de emisión de estos láseres se encuentran en la región del infrarrojo lejano, que se encuentran en longitudes de onda de 9,4 μm y 10,4 μm.

A CO2 El láser utiliza una mezcla de gases. CO2, N 2 y Él. El bombeo se lleva a cabo directamente durante las colisiones de moléculas. CO2 con electrones y moléculas vibratoriamente excitadas N 2. La alta conductividad térmica del He en la mezcla favorece el enfriamiento CO2, lo que conduce al agotamiento del nivel de láser inferior poblado como resultado de la excitación térmica. Entonces la presencia N 2 en la mezcla contribuye a la alta población del nivel láser superior, y la presencia Él– agotamiento del nivel inferior, y como resultado, juntos conducen a un aumento en la inversión de la población. Diagrama de nivel de energía CO2-el láser se muestra en la Fig. 3.4. La generación láser se lleva a cabo durante la transición entre los estados vibracionales de la molécula CO 2 n 3 1 de junio o n 3 jun 2 con un cambio en el estado rotacional.

Arroz. 3.4. Diagrama de nivel de energía N 2 y CO2 en CO2-láser.

CO2 El láser puede operar tanto en modo continuo como pulsado. En modo continuo, su potencia de salida puede alcanzar varios kilovatios.