lasers à gaz. Laser néon hélium

Le laser hélium-néon - avec la diode ou le semi-conducteur - est l'un des lasers les plus couramment utilisés et les plus abordables pour la région visible du spectre. La puissance de tels systèmes laser, destinés principalement à des fins commerciales, est de l'ordre de 1 mW à plusieurs dizaines de mW. Les lasers He-Ne moins puissants de l'ordre de 1 mW, qui sont principalement utilisés comme dispositifs de cotation, ainsi que pour résoudre d'autres problèmes dans le domaine de la technologie de mesure, sont particulièrement populaires. Dans les gammes infrarouge et rouge, le laser hélium-néon est de plus en plus remplacé par le laser à diode. Les lasers He-Ne sont capables d'émettre des lignes orange, jaunes et vertes en plus des lignes rouges, ce qui est réalisé grâce à des miroirs sélectifs appropriés.

Diagramme de niveau d'énergie

Les niveaux d'énergie de l'hélium et du néon qui sont les plus importants pour le fonctionnement des lasers He-Ne sont illustrés aux Fig. 1. Les transitions laser se produisent dans l'atome de néon, les lignes les plus intenses résultant de transitions avec des longueurs d'onde de 633, 1153 et 3391 (voir tableau 1).

La configuration électronique du néon à l'état fondamental ressemble à ceci : 1s22s22p6 où la première couche (n = 1) et la deuxième couche (n = 2) sont respectivement remplies de deux et huit électrons. États supérieurs selon fig. 1 résultent du fait qu'il y a ici une coquille 1s22s22p5 et qu'un électron lumineux (optique) est excité selon le schéma: 3s, 4s, 5s, ..., 3p, 4p, ... etc. On parle donc de l'état à un électron, qui réalise la liaison avec la coque. Dans le schéma LS (Russell-Saunders) pour niveaux d'énergie le néon est indiqué par un état à un électron (par exemple 5s), ainsi que l'impulsion orbitale totale résultante L (= S, P, D...). Dans la notation S, P, D,..., l'indice inférieur indique le moment orbital total J, et celui du haut indique la multiplicité 2S + 1, par exemple 5s1P1. Souvent, une désignation purement phénoménologique selon Paschen est utilisée (Fig. 1). Dans ce cas, les sous-niveaux d'états électroniques excités sont comptés de 2 à 5 (pour les états s) et de 1 à 10 (pour les états p).

Riz. 1. Schéma des niveaux d'énergie d'un laser He-Ne. Les niveaux de néon sont marqués selon Pashen, c'est-à-dire : 3s2, 3s3, 3s4, 3s5, etc.

Tableau 1. Notations pour les transitions de raies intenses d'un laser He-Ne

Excitation

Le milieu actif d'un laser hélium-néon est mélange de gaz, auquel l'énergie nécessaire est fournie dans une décharge électrique. Les niveaux laser supérieurs (2s et 2p selon Paschen) sont peuplés sélectivement sur la base de collisions avec des atomes d'hélium métastables (23S1, 21S0). Au cours de ces collisions, non seulement l'échange d'énergie cinétique se produit, mais également le transfert d'énergie des atomes d'hélium excités vers les atomes de néon. Ce processus est appelé une collision de seconde espèce :

He* + Ne -> He + Ne* + ΔE, (1)

où l'astérisque (*) symbolise l'état excité. La différence d'énergie dans le cas d'une excitation du niveau 2s est de : &DeltaE=0,05 eV. Lors d'une collision, la différence existante est convertie en énergie cinétique, qui est ensuite distribuée sous forme de chaleur. Pour le niveau 3s, des relations identiques ont lieu. Un tel transfert d'énergie résonnant de l'hélium au néon est le principal processus de pompage dans la création d'une inversion de population. Dans ce cas, la longue durée de vie de l'état métastable He a un effet favorable sur la sélectivité de la population du niveau laser supérieur.

L'excitation des atomes d'He se produit sur la base de la collision d'électrons, soit directement, soit par des transitions en cascade supplémentaires à partir de niveaux supérieurs. En raison des états métastables à longue durée de vie, la densité d'atomes d'hélium dans ces états est très élevée. Les niveaux laser supérieurs 2s et 3s peuvent - sous réserve des règles de sélection des transitions Doppler électriques - passer uniquement aux niveaux p inférieurs. Pour une génération réussie de rayonnement laser, il est extrêmement important que la durée de vie des états s (niveau laser supérieur) = environ 100 ns dépasse la durée de vie des états p (niveau laser inférieur) = 10 ns.

Longueurs d'onde

Ensuite, nous examinerons plus en détail les transitions laser les plus importantes, en utilisant la Fig. 1 et données du tableau 1. La raie la plus célèbre dans la région rouge du spectre (0,63 μm) apparaît en raison de la transition 3s2 → 2p4. Le niveau inférieur est divisé en raison de l'émission spontanée pendant 10 ns dans le niveau 1s (Fig. 1). Ce dernier est résistant aux éclatements dus au rayonnement dipolaire électrique, de sorte qu'il a une longue durée de vie naturelle. Par conséquent, les atomes sont concentrés dans cet état, qui s'avère être très peuplé. Dans une décharge gazeuse, les atomes dans cet état entrent en collision avec des électrons, puis les niveaux 2p et 3s sont à nouveau excités. Dans ce cas, l'inversion de population diminue, ce qui limite la puissance du laser. L'appauvrissement de l'état ls se produit dans les lasers hélium-néon principalement en raison de collisions avec la paroi du tube à décharge gazeuse, et donc, avec une augmentation du diamètre du tube, une diminution du gain et une diminution de l'efficacité sont observées. Par conséquent, en pratique, le diamètre est limité à environ 1 mm, ce qui, à son tour, limite la puissance de sortie des lasers He-Ne à plusieurs dizaines de mW.

Les configurations électroniques 2s, 3s, 2p et 3p participant à la transition laser sont découpées en de nombreux sous-niveaux. Cela conduit, par exemple, à d'autres transitions dans la région visible du spectre, comme le montre le tableau 2. Pour toutes les raies visibles du laser He-Ne, le rendement quantique est de l'ordre de 10 %, ce qui n'est pas très haut. Le diagramme de niveau (Fig. 1) montre que les niveaux laser supérieurs sont à environ 20 eV au-dessus de l'état fondamental. L'énergie du rayonnement laser rouge n'est que de 2 eV.

Tableau 2. Longueurs d'onde λ, puissances de sortie et largeurs de raie Δ ƒ d'un laser He-Ne (notation de transition de Paschen)

Couleur	λ nm	Transition (selon Pachen)	Du pouvoir mW	Δ ƒ MHz	Gain %/mois
Infrarouge	3 391	3s2 → 3p4	> 10	280	10 000
Infrarouge	1 523	2s2 → 2p1	1	625
Infrarouge	1 153	2s2 → 2p4	1	825
Rouge	640	3s2 → 2p2
Rouge	635	3s2 → 2p3
Rouge	633	3s2 → 2p4	> 10	1500	10
Rouge	629	3s2 → 2p5
Orange	612	3s2 → 2p6	1	1 550	1.7
Orange	604	3s2 → 2p7
Jaune	594	3s2 → 2p8	1	1 600	0.5
Jaune	543	3s2 → 2p10	1	1 750	0.5

Le rayonnement dans le domaine infrarouge autour de 1,157 µm se produit par les transitions 2s → 2p. La même chose s'applique à une ligne légèrement plus faible à environ 1,512 µm. Ces deux lignes infrarouges sont utilisées dans les lasers commerciaux.

Une caractéristique de la raie dans la gamme IR à 3,391 μm est un gain élevé. Dans la zone des signaux faibles, c'est-à-dire avec un seul passage de signaux lumineux faibles, il est d'environ 20 dB/m. Cela correspond à un facteur 100 pour un laser de 1 mètre de long. Le niveau laser supérieur est le même que pour la transition rouge connue (0,63 µm). Le gain élevé, d'une part, est causé par la durée de vie extrêmement courte au niveau 3p inférieur. D'autre part, cela est dû à la longueur d'onde relativement longue et, par conséquent, à la faible fréquence de rayonnement. Habituellement, le rapport des émissions stimulées et spontanées augmente pour les basses fréquences ƒ. L'amplification des signaux faibles g, en règle générale, est proportionnelle à g ~ƒ2.

Sans éléments sélectifs, le laser He-Ne émettrait sur la ligne de 3,39 µm et non dans la région rouge à 0,63 µm. L'excitation de la raie infrarouge est empêchée soit par le miroir sélectif de la cavité, soit par absorption dans les fenêtres de Brewster du tube à décharge. De ce fait, le seuil de génération laser peut être élevé à un niveau suffisant pour un rayonnement de 3,39 μm, de sorte que seule une ligne rouge plus faible apparaît ici.

Concevoir

Les électrons nécessaires à l'excitation sont formés dans une décharge gazeuse (Fig. 2), qui peut être utilisée avec une tension d'environ 12 kV à des courants de 5 à 10 mA. La longueur typique de la décharge est de 10 cm ou plus, le diamètre des capillaires de décharge est d'environ 1 mm et correspond au diamètre du faisceau laser émis. Avec une augmentation du diamètre du tube à décharge gazeuse, le coefficient action utile diminue, puisque des collisions avec la paroi du tube sont nécessaires pour vider le niveau ls. Pour une puissance de sortie optimale, la pression de remplissage totale (p) est utilisée : p·D = 500 Pa·mm, où D est le diamètre du tube. Le rapport dans le mélange He/Ne dépend de la raie laser souhaitée. Pour la raie rouge connue, on a He : Ne = 5 : l, et pour la raie infrarouge d'environ 1,15 µm - He : Ne = 10 : l. Un aspect important est également l'optimisation de la densité de courant. L'efficacité pour la raie à 633 nm est d'environ 0,1 %, car le processus d'excitation dans ce cas n'est pas très efficace. La durée de vie d'un laser hélium-néon est d'environ 20 000 heures de fonctionnement.

Riz. 2. Conception d'un laser He-Ne pour un rayonnement polarisé dans la gamme mW

Le gain dans ces conditions est à g = 0,1 m-1, il est donc nécessaire d'utiliser des miroirs très réfléchissants. Pour sortir du faisceau laser, un miroir partiellement transmissif (semi-transparent) (par exemple, avec R = 98%) y est installé d'un côté seulement, et de l'autre côté, un miroir avec la réflectivité la plus élevée possible (~ 100%). Le gain pour les autres transitions visibles est bien moindre (voir tableau 2). À des fins commerciales, ces lignées n'ont été obtenues qu'en dernières années utilisant des miroirs à très faibles pertes.

Auparavant, dans un laser hélium-néon, les fenêtres de sortie du tube à décharge étaient fixées avec de la résine époxy et les miroirs étaient montés à l'extérieur. Cela a provoqué la diffusion d'hélium à travers l'adhésif et la vapeur d'eau est entrée dans le laser. Aujourd'hui, ces vitrages sont fixés par soudure directe métal sur verre, ce qui réduit les fuites d'hélium à environ 1 Pa par an. Dans le cas de petits lasers produits en série, le revêtement miroir est appliqué directement sur les fenêtres de sortie, ce qui simplifie grandement l'ensemble de la conception.

Propriétés du faisceau

Pour sélectionner le sens de polarisation, la lampe à décharge est équipée de deux fenêtres disposées en oblique ou, comme le montre la Fig. 2, une plaque Brewster est insérée dans le résonateur. La réflectivité sur une surface optique disparaît si la lumière est incidente à l'angle dit de Brewster et polarisée parallèlement au plan d'incidence. Ainsi, le rayonnement avec cette direction de polarisation passe sans perte à travers la fenêtre de Brewster. Dans le même temps, la réflectivité de la composante polarisée perpendiculairement au plan d'incidence est assez élevée et est supprimée dans le laser.

Le rapport (degré) de polarisation (le rapport de la puissance dans la direction de polarisation à la puissance perpendiculaire à cette direction) est de 1000:1 pour les systèmes commerciaux conventionnels. Lorsqu'un laser fonctionne sans plaques Brewster avec des miroirs internes, un rayonnement non polarisé est généré.

Le laser génère généralement dans le mode transversal TEM00 (le mode d'ordre le plus bas), et plusieurs modes longitudinaux (axiaux) sont formés à la fois. Lorsque la distance entre les miroirs (longueur du résonateur laser) L = 30 cm, l'intervalle de fréquence intermode est Δ ƒ` = c/2L = 500 MHz. La fréquence centrale est au niveau de 4,7 1014 Hz. Étant donné que l'amplification de la lumière peut se produire dans la plage Δ ƒ = 1500 MHz (largeur Doppler), trois fréquences différentes sont émises à L = 30CM : Δ ƒ/Δ ƒ`= 3. Lors de l'utilisation d'une distance plus petite entre les miroirs (<= 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.

Les lasers hélium-néon d'environ 10 mW trouvent souvent une utilisation en interférométrie ou en holographie. La longueur de cohérence de ces lasers produits en série est de 20 à 30 cm, ce qui est tout à fait suffisant pour l'holographie de petits objets. Des longueurs de cohérence plus grandes sont obtenues en utilisant des éléments série sélectifs en fréquence.

Lorsque la distance optique entre les miroirs change en raison d'effets thermiques ou autres, les fréquences naturelles axiales du résonateur laser sont décalées. Avec la génération à fréquence unique, une fréquence de rayonnement stable n'est pas obtenue ici - elle se déplace de manière incontrôlable dans la plage de largeur de raie de 1500 MHz. Grâce à un contrôle électronique supplémentaire, la stabilisation de fréquence peut être obtenue juste au centre de la ligne (les systèmes commerciaux peuvent avoir une stabilité de fréquence de plusieurs MHz). Dans les laboratoires de recherche, il est parfois possible de stabiliser un laser hélium-néon à une gamme inférieure à 1 Hz.

En utilisant des miroirs appropriés, les différentes lignes du tableau 4.2 peuvent être excitées pour générer de la lumière laser. La raie visible la plus couramment utilisée se situe autour de 633 nm avec des puissances typiques de plusieurs milliwatts. Après suppression d'une raie laser intense d'environ 633 nm, d'autres raies dans le visible peuvent apparaître dans le résonateur du fait de l'utilisation de miroirs ou de prismes sélectifs (voir tableau 2). Cependant, les puissances de sortie de ces lignes ne sont que de 10% de la puissance de sortie d'une ligne lourde ou même moins.

Les lasers hélium-néon commerciaux sont disponibles dans une variété de longueurs d'onde. En plus d'eux, il existe également des lasers qui génèrent sur de nombreuses lignes et sont capables d'émettre des ondes de nombreuses longueurs d'onde dans diverses combinaisons. Dans le cas des lasers He-Ne accordables, il est proposé de sélectionner la longueur d'onde requise en tournant le prisme.

Laser néon hélium

En plus de Shavlov, deux autres chercheurs des Bell Labs travaillaient sur le problème du laser en 1958 : Ali Javan et John Sanders. Javan était un Iranien d'origine. Il a obtenu son doctorat en 1954 sous Towns sur le sujet de la radiospectroscopie. Il est resté avec le groupe de Towns pendant quatre ans, travaillant sur la spectroscopie radio et les masers. Après avoir soutenu sa thèse, alors que Tau n'était pas en congé sabbatique à Paris et à Tokyo, Javan s'est davantage impliqué dans les masers et a eu l'idée d'un maser à trois niveaux avant que le groupe Bell Labs ne publie des travaux expérimentaux sur le sujet. Il a trouvé une méthode pour obtenir un gain de population sans inversion, en utilisant notamment l'effet Raman dans un système à trois niveaux, mais il a publié ses résultats plus tard que le groupe Bell.

En avril 1958, alors qu'il cherchait un emploi chez Bell Labs, il s'entretint avec Shavlov, qui lui parla des lasers. En août 1958, il fut admis aux Bell Labs et, en octobre, commença des recherches systématiques sur les lasers. Au départ, il y avait des difficultés éthiques. RCA a déjà examiné ses dossiers du maser à trois niveaux et déterminé que ses dates sont antérieures à celles du groupe Bell. RCA lui a payé 1 000 $ pour les droits sur le brevet et a entamé un différend avec Bell, où Javan travaillait déjà. Pendant environ six mois, Javan a traité avec des avocats de RCA et de Bell Labs. Heureusement, RCA a fait une étude de marché et, convaincu que cet amplificateur maser n'était pas rentable, a abandonné l'entreprise, laissant le brevet à Bell Labs.

Ainsi, Javan a pu se consacrer entièrement au laser. Il a pensé à le construire en utilisant des gaz et a publié sa proposition de conception dans Physical Review Letters en 1959. Il a décidé d'utiliser un gaz comme milieu actif, car il pensait que cette substance simple faciliterait la recherche. Cependant, il pensait qu'il était impossible d'utiliser des lampes puissantes pour pomper directement les atomes dans un état excité, et envisageait l'excitation soit par des collisions directes avec des électrons dans un milieu néon pur, soit par des collisions du second type. Dans ce dernier cas, le tube à décharge est rempli de deux gaz, qui sont choisis pour que les atomes du premier gaz, excités par des collisions avec des électrons dans une décharge électrique, puissent transférer leur énergie aux atomes du second gaz, les excitant . Certains mélanges de gaz avaient une structure de niveau d'énergie qui satisfaisait à ces conditions. En effet, il faut que le niveau d'énergie du deuxième gaz ait une énergie pratiquement égale à l'énergie d'excitation du premier gaz. Parmi les combinaisons possibles de gaz, Javan a choisi une combinaison d'hélium et de néon, dont les niveaux sont illustrés à la Fig. 54. Il croyait que tout processus physique tend à établir la distribution de Boltzmann de l'énergie sur les niveaux (c'est-à-dire que la population du niveau inférieur est supérieure à la population du niveau supérieur). Par conséquent, un milieu avec une population inverse ne peut être obtenu dans un processus stationnaire que grâce à la concurrence de divers processus physiques se déroulant à des vitesses différentes.

Cela peut être mieux compris en regardant un arbre avec des branches (deux sur la Fig. 55) sur lequel des singes sont assis. Considérons d'abord la population selon les statistiques de Boltzmann, c'est-à-dire, disons, quatre singes sont assis sur la branche supérieure (1), cinq sur la branche inférieure (2) et six sur le sol (3, niveau principal). De ces trois niveaux, le principal est le plus peuplé, et plus le niveau est élevé, moins il est peuplé. Cependant, les singes ne restent pas assis, mais sautent sur les branches (par exemple, nous pouvons supposer que cela se produit toutes les minutes). Dans ce cas, les populations aux niveaux restent les mêmes dans le temps (situation d'équilibre). Supposons maintenant que nous continuons à peupler les branches au même rythme (un singe par minute), mais en même temps nous mouillons la branche 2 et la rendons glissante. Maintenant, les singes ne peuvent pas rester dessus plus de, disons, 10 secondes. Par conséquent, cette branche se propage rapidement et bientôt il y a plus de singes sur la branche 1 que sur la branche 2. Ainsi, une population inverse est obtenue du fait que le temps de séjour d'un singe sur différentes branches est différent. Bien que ce soient des considérations très primitives, elles aident à comprendre les considérations de Javan.

La sélection du mélange hélium-néon est passée par une sélection rigoureuse afin d'obtenir un système qui promettait un environnement optimal, et seul le succès ultérieur a apporté a posteriori une pleine confiance en Javan. Même après avoir été convaincu que l'hélium-néon était le meilleur mélange, de nombreux sceptiques lui ont dit que la décharge de gaz était trop chaotique. Il y avait trop d'incertitudes, disaient-ils, et ses tentatives ressemblaient à la chasse à l'oie sauvage.

Riz. 54. Niveaux d'énergie de l'hélium (He) et (Ne). Principales transitions laser illustrées

Fig.55. Les singes sur le gazon sont répartis selon les statistiques de Boltzmann. Ils sont plus nombreux au sol et leur nombre diminue avec la hauteur des branches.

Javan a dépensé beaucoup d'argent, mais heureusement, le système a fonctionné, sinon l'administration était prête à fermer le projet et à arrêter les expériences. À la fin du projet, deux millions de dollars avaient été dépensés pour cette étude. Bien que ce montant soit apparemment exagéré, le projet a sans aucun doute nécessité des coûts importants.

Pendant ce temps, John Sanders, physicien expérimental à l'Université d'Oxford, a été invité aux Bell Labs pour tenter de mettre en œuvre un laser infrarouge. Pendant le moins d'un an alloué à cette étude, Sanders n'a pas perdu de temps en étude théorique, mais a immédiatement décidé d'exciter de l'hélium pur dans un tube à décharge avec un résonateur Fabry-Perot à l'intérieur. Il a essayé d'obtenir l'effet laser par essais et erreurs, en faisant varier les paramètres de la décharge. La distance maximale à laquelle les miroirs pouvaient être montés tout en restant parallèles les uns aux autres était de 15 cm Sanders n'utilisait plus de tubes à décharge. Javan considérait cela comme une limitation fondamentale. Il a supposé que le gain dans le gaz est très faible et que le résonateur Sanders ne fonctionnera pas. Le tube utilisé par Javan était beaucoup plus long, et comme il était extrêmement difficile d'ajuster les miroirs Fabry-Perot à une telle distance, il décida de déterminer d'abord les paramètres requis pour l'appareil de travail, puis d'essayer d'ajuster les miroirs par essai et Erreur. C'est comme ça qu'il travaillait. Sans tout le travail préalable au choix du mode He-Ne pour obtenir le gain connu, il était impossible de réussir.

Sanders a envoyé une lettre à Physical Review Letters indiquant qu'il était difficile d'obtenir suffisamment d'atomes excités avec une lampe flash et a suggéré d'utiliser l'excitation produite par des impacts d'électrons. Une telle excitation peut facilement être réalisée avec une décharge électrique dans un gaz ou une vapeur. Une inversion de population pourrait être obtenue si le matériau actif contient des états excités avec de longues durées de vie, ainsi que des états avec des énergies plus faibles et des durées de vie courtes (comme nous l'avons considéré dans l'exemple du singe).

Immédiatement après cet article, dans le même numéro de Physical Review Letters, A. Javan a publié son article dans lequel il a également examiné ces problèmes, et parmi d'autres schémas, il en a proposé un très original. Considérons un état de longue durée dans un gaz. Dans des conditions de décharge, cet état peut être rempli de manière appropriée en raison de sa longue durée de vie. Si l'état maintenant excité du deuxième gaz a une énergie très proche de cet état de longue durée, alors il est très probable que lors de la collision, l'énergie sera transférée du premier atome au second, qui deviendra excité. Si cet atome a d'autres états d'énergie inférieure, alors ils resteront non excités et il peut donc y avoir une population inverse entre l'état d'énergie élevée par rapport à l'état d'énergie inférieure. Dans son travail, Javan a mentionné des mélanges de krypton et de mercure, ainsi qu'un mélange d'hélium et de néon. Ce travail a été publié dans Physical Review Letters le 3 juin 1959.

Javan a travaillé en étroite collaboration avec William R. Bennett, Jr., un spectroscopiste de l'Université de Yale qui était un ami de Javan à Columbia. Ils ont travaillé jusque tard dans la nuit pendant une année entière. À l'automne 1959, Javan a demandé à Donald R. Herriot, un technicien optique des Bell Labs, de l'aider dans le projet. L'un des problèmes fondamentaux était de doter le tube à décharge de deux fenêtres transparentes de très haute qualité optique afin de ne pas déformer le faisceau de sortie. Il a également été nécessaire d'installer des miroirs de résonateur. Un schéma a été développé (Fig. 56) avec des miroirs à l'intérieur du tube à décharge, équipés de dispositifs spéciaux à vis micrométriques, qui ont permis d'affiner les miroirs aux coins. En septembre 1959, Bennett a déménagé de Yale aux Bell Labs et, avec Javan, a commencé un programme de recherche intensive et approfondie, calculant et mesurant les propriétés spectroscopiques des mélanges hélium-néon dans diverses conditions, afin de déterminer les facteurs qui déterminent la production d'inversion. Ils ont constaté que dans les meilleures conditions, seul un très faible gain, de l'ordre de 1,5 %, peut être obtenu. Ce faible gain rendait absolument nécessaire de minimiser les pertes et d'utiliser des miroirs avec la réflectivité la plus élevée possible. De tels miroirs sont obtenus en déposant sur une surface transparente (verre) de nombreuses couches de matériaux diélectriques appropriés (transparents) d'indices de réfraction différents. Un coefficient de réflexion élevé est obtenu en raison de l'interférence par trajets multiples avec des réflexions aux frontières entre les couches. Trois chercheurs ont pu utiliser des miroirs qui avaient une réflectance de 98,9 % à une longueur d'onde de 1,15 µm.

Riz. 56. Schéma d'un laser hélium-néon construit par Javan, Bennett et Heriott

En 1960, Javan, Bennett et Heriott ont finalement testé leur laser. Ils ont d'abord tenté de réaliser une décharge électrique dans un tube de quartz contenant un mélange gazeux à l'aide d'un puissant magnétron, mais le tube a fondu. J'ai dû refaire l'équipement et apporter des modifications. Le 12 décembre 1960, ils ont commencé à travailler sur une nouvelle organisation de tube et de décharge. Ils ont essayé d'ajuster les miroirs pour obtenir un effet laser, mais sans succès. Puis, à midi, Heriott a vu le signal : « Je tournais les vis micrométriques sur l'un des miroirs, comme d'habitude, quand, soudain, un signal est apparu sur l'oscilloscope. Nous avons installé le monochromateur et enregistré le pic du signal à une longueur d'onde de 1,153 µm, c'est-à-dire à la longueur d'onde attendue. Le premier laser est né, utilisant le gaz comme milieu actif et fonctionnant en mode continu ! Son rayonnement était dans le proche infrarouge et donc invisible à l'œil. L'enregistrement nécessitait un récepteur adapté connecté à un oscilloscope.

Et six mois plus tôt, Ed Ballick, un technicien qui a aidé, a ensuite obtenu un diplôme de l'Université d'Oxford et a enseigné au Canada, a acheté une bouteille de vin centenaire. Il était destiné à un moment solennel - à l'occasion du fonctionnement du laser. Lorsque les expériences laser ont finalement abouti, quelques jours plus tard, Javan a appelé le chef des Bell Labs et l'a invité à baigner l'événement dans du vin centenaire. Il était terriblement ravi, mais s'est alors exclamé : « Merde, Ali. Nous avons un problème!". Cela s'est produit le matin, Javan, et n'a pas compris quel était le problème. Mais à midi, une circulaire a circulé dans le laboratoire, précisant la précédente, émise quelques mois plus tôt, et interdisant la consommation d'alcool sur le territoire du pôle scientifique. La clarification interdisait de boire de l'alcool de moins de 100 ans. Après cela, ils ont levé leur verre pour réussir sans enfreindre les règles !

Le premier laser fonctionnait à une transition de 1,15 µm, dans le domaine du proche infrarouge. Javan a utilisé des miroirs qui avaient une réflexion maximale à cette longueur d'onde, ce qui correspond à l'une des transitions possibles du néon. Il savait qu'il y avait d'autres longueurs d'onde possibles. Il a choisi cette longueur d'onde parce que ses recherches ont montré qu'on pouvait en attendre le plus grand gain. Pour utiliser les transitions dans le domaine visible, il fallait un tube d'un diamètre si petit qu'il était impossible de régler les miroirs plans qui étaient alors utilisés pour le résonateur Fabry-Perot.

Dans le laser Javan, le tube à décharge contenait du néon et de l'hélium à des pressions de 0,1 et 1 Torr, respectivement (1 Torr est presque un millième de la pression d'une atmosphère). Le tube de quartz fondu mesurait 80 cm de long et 1,5 cm de diamètre et à chaque extrémité se trouvait une cavité métallique contenant des miroirs plats hautement réfléchissants. Des manchons souples (soufflets) ont été utilisés, ce qui a permis de régler (par inclinaison précise) les miroirs de Fabry-Pérot avec des vis micrométriques. Cela permettait d'assurer un parallélisme avec une précision de 6 secondes d'arc. Aux extrémités, il y avait des fenêtres en verre plat avec des surfaces polies avec une précision meilleure que 100 A. Elles permettaient d'émettre un faisceau de rayonnement sans distorsion. La décharge électrique a été excitée avec des électrodes externes à l'aide d'un oscillateur de 28 MHz avec une puissance de 50 watts. Des miroirs à haute réflexion ont été obtenus par dépôt de 13 couches de matériaux diélectriques (MgF 2 , ZnS). Entre 1,1 et 1,2 µm, la réflectance était de 98,9 %. Le laser fonctionnait en continu et était le premier laser de ce type.

À l'instar de Hughes, les Bell Labs ont également fait une démonstration publique d'un laser hélium-néon le 14 décembre 1960. Pour démontrer l'importance possible pour les communications, une conversation téléphonique a été transmise à l'aide d'un faisceau de rayonnement laser modulé par un téléphone. signal.

Ce laser est devenu connu sous le nom de laser He-Ne, en utilisant les symboles chimiques de ses composants pour le nom. Il a été présenté à la presse le 31 janvier 1961. Un article le décrivant a été publié le 30 décembre 1960 dans Physical Review Letters.

Alors que Javan menait des expériences au printemps 1960, deux chercheurs des Bell Labs, A. Fox et T. Lee, ont commencé à étudier la question de savoir quels modes existent dans le résonateur Fabry-Perot. Le fait est que le résonateur Fabry-Perot est très différent des résonateurs hyperfréquences sous la forme de cavités fermées. Ils ont déterminé la forme de ces modes, et leur résultat a incité d'autres chercheurs des Bell Labs, Gary D. Bond, James Gordon et Herwig Kogelnik, à trouver des solutions analytiques dans le cas des miroirs sphériques. L'importance de l'étude des cavités optiques pour le développement des lasers à gaz ne peut être sous-estimée. Avant l'obtention de ces résultats, le laser à gaz était, au mieux, un dispositif marginal dont la génération dépendait fortement de l'alignement des miroirs d'extrémité. Des études théoriques de résonateurs à miroirs sphériques ont montré qu'il peut y avoir des configurations relativement peu dépendantes de l'alignement des miroirs, et les pertes internes dans le résonateur peuvent être plus faibles que dans un résonateur à miroirs plans. Cela permet l'utilisation de médias actifs avec des gains nettement inférieurs à ce que l'on pensait auparavant. Le résonateur à miroirs plans a été pratiquement abandonné, et toutes les découvertes de nouveaux lasers à gaz ont été faites à l'aide de résonateurs à miroirs sphériques.

En 1961, un important programme de recherche sur le laser a débuté aux Bell Labs. Les chercheurs occupés par d'autres problèmes ont été réorientés vers de nouveaux sujets, de nouveaux employés ont été embauchés. La décision d'utiliser deux miroirs sphériques identiques dans le résonateur situés à leurs foyers (cette configuration s'appelle un résonateur confocal) a montré quelles difficultés Javan pourrait éviter s'il utilisait un tel résonateur. En conséquence, William W. Rygrod, Herwig Kogelnik, Donald R. Heriott et D. J. Brangacio ont construit au printemps 1962 le premier résonateur confocal avec des miroirs sphériques qui concentrent la lumière vers l'axe du tube à décharge, ces miroirs étant placés à l'extérieur du tube. Cela a permis d'obtenir une génération sur la ligne rouge 6328 A. Une partie de la lumière est inévitablement perdue dans les réflexions des surfaces vitrées (réflexion de Fresnel). Ces pertes peuvent cependant être évitées en inclinant les fenêtres à un certain angle, appelé angle de Brewster. Dans ce cas, pour une lumière d'une certaine polarisation, les pertes sont pratiquement nulles. Cette nouvelle configuration laser est illustrée à la Fig. 57.

Riz. 57. Résonateur optique confocal. Le tube dans lequel le gaz est excité par une décharge électrique est fermé par des fenêtres inclinées à l'angle de Brewster. Des miroirs concaves avec des rayons de courbure égaux sont placés derrière le tube de sorte que la distance entre eux soit égale au rayon de courbure

Le laser rouge He-Ne s'est largement répandu, et l'est encore, notamment en médecine. De plus, cela contribue grandement à comprendre les différences fondamentales entre la lumière laser (hautement cohérente) et la lumière ordinaire (incohérente). Avec ce laser, les phénomènes d'interférence sont facilement observés, ainsi que la structure de mode du faisceau laser, qui est facilement et clairement modifiée par une légère inclinaison du miroir du résonateur. Le développement de nombreux autres types de lasers a également été stimulé.

Un laser He-Ne moderne peut générer sur l'une des transitions illustrées à la Fig. 54. Pour ce faire, des miroirs multicouches sont réalisés avec une réflexion maximale à la longueur d'onde souhaitée. La génération est obtenue aux longueurs d'onde de 3,39 μm, 1,153 μm, 6328 A°, et même en utilisant des miroirs spéciaux, aux longueurs d'onde de 5433 A (ligne verte), 5941 A° (ligne jaune), 6120 A° (ligne orange).

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Le deuxième laser à semi-conducteurs En septembre 1959, Townes organise une conférence sur "L'électronique quantique - Phénomènes résonnants" à laquelle, bien que le laser n'ait pas encore été créé, la plupart des discussions informelles portent sur les lasers. Cette conférence est suivie par Peter

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Le laser au césium 1961 est l'année de la mise en place de deux autres lasers, sur lesquels des spécialistes travaillent depuis le tout début du concept laser. L'un d'eux était un laser au césium. Après que Townes et Shavlov aient écrit leur article, il a été décidé que Townes essaierait de construire un laser.

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Laser au néodyme Un autre laser, lancé en 1961 et toujours l'un des principaux, est le laser à verre au néodyme. En 1959-1960. L'American Optical Company s'est également intéressée à la recherche sur le laser, qui a été menée par l'un de ses scientifiques, Elias Snitzer. Cette

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Le Laser et le Moon Bell Labs ont utilisé l'un des premiers lasers pour étudier la topographie de la surface de la Lune. Au cours de l'expédition Apollo 11, envoyée sur la Lune le 21 juillet 1969, les astronautes ont installé deux réflecteurs d'angle sur sa surface capables de réfléchir la lumière laser,

L'objectif de ce travail est d'étudier les principales caractéristiques et paramètres d'un laser à gaz, dans lequel un mélange de gaz hélium et néon est utilisé comme substance active.

3.1. Le principe de fonctionnement d'un laser hélium-néon

Le laser hélium néon est le laser à gaz typique et le plus courant. Il appartient aux lasers à gaz atomiques et son milieu actif est un mélange d'atomes neutres (non ionisés) de gaz inertes - hélium et néon. Le néon est un gaz de travail et des transitions se produisent entre ses niveaux d'énergie avec l'émission d'un rayonnement électromagnétique cohérent. L'hélium joue le rôle de gaz auxiliaire et contribue à l'excitation du néon et à la création d'une inversion de population dans celui-ci.

Pour démarrer la génération dans n'importe quel laser, deux conditions importantes doivent être remplies :

1. Il doit y avoir une inversion de population entre les niveaux laser de travail.

2. Le gain dans le milieu actif doit dépasser toutes les pertes dans le laser, y compris les pertes "utiles" pour la sortie du rayonnement.

Si le système a deux niveaux E 1 et E 2 avec le nombre de particules sur chacun d'eux, respectivement N 1 et N 2 et le degré de dégénérescence g 1 et g 2 , alors l'inversion de population se produira lorsque la population N 2 /g 2 niveaux supérieurs E 2 il y aura plus de population N 1 /g 1 niveau inférieur E 1 , c'est-à-dire le degré d'inversion Δ N sera positif :

Si les niveaux E 1 et E 2 sont non dégénérés, alors pour que l'inversion se produise il faut que le nombre de particules N 2 au plus haut niveau E 2 était plus que le nombre de particules N 1 au niveau inférieur E une . Les niveaux entre lesquels la formation d'une inversion de population et l'apparition de transitions forcées avec émission de rayonnement électromagnétique cohérent sont possibles sont appelés niveaux laser de travail.

L'état d'inversion de population est créé en utilisant pompage– excitation des atomes de gaz par diverses méthodes. En raison de l'énergie d'une source externe, appelée origine de la pompe, l'atome Ne du niveau d'énergie du sol E 0 , correspondant à l'état d'équilibre thermodynamique, passe à l'état excité Ne*. Des transitions peuvent se produire à différents niveaux d'énergie en fonction de l'intensité de la pompe. Ensuite, il y a des transitions spontanées ou forcées vers des niveaux d'énergie inférieurs.

Dans la plupart des cas, il n'est pas nécessaire de considérer toutes les transitions possibles entre tous les états du système. Cela permet de parler de schémas de fonctionnement laser à deux, trois et quatre niveaux. Le type de schéma de fonctionnement du laser est déterminé par les propriétés du milieu actif, ainsi que par la méthode de pompage utilisée.

Le laser hélium-néon fonctionne selon un schéma à trois niveaux, comme le montre la Fig. 3.1. Dans ce cas, les canaux de pompage et de génération de rayonnement sont partiellement séparés. Le pompage de la substance active provoque des transitions depuis le niveau du sol E 0 au niveau excité E 2 , ce qui conduit à l'apparition d'une inversion de population entre les niveaux de travail E 2 et E une . Le milieu actif, qui est dans un état d'inversion de population des niveaux de travail, est capable d'amplifier un rayonnement électromagnétique avec une fréquence
en raison de processus d'émission stimulés.

Riz. 3.1. Schéma des niveaux d'énergie du gaz de travail et auxiliaire, expliquant le fonctionnement d'un laser hélium-néon

Comme l'élargissement des niveaux d'énergie dans les gaz est faible et qu'il n'y a pas de larges bandes d'absorption, il est difficile d'obtenir une population inverse à l'aide d'un rayonnement optique. Cependant, d'autres méthodes de pompage sont possibles dans les gaz : excitation électronique directe et transfert d'énergie résonnant lors de la collision d'atomes. L'excitation des atomes lors de la collision avec des électrons peut être plus facilement réalisée dans une décharge électrique, où les électrons accélérés par le champ électrique peut acquérir une énergie cinétique importante. Dans les collisions inélastiques d'électrons avec des atomes, ces derniers passent dans un état excité E 2:

Il est important que le processus (3.4) ait un caractère résonnant : la probabilité de transfert d'énergie sera maximale si les états d'énergie excités des différents atomes coïncident, c'est-à-dire sont en résonance.

Les niveaux d'énergie de He et Ne et les principales transitions de travail sont présentés en détail sur la figure 1. 3.2. Les transitions correspondant aux interactions inélastiques des atomes de gaz avec les électrons rapides (3.2) et (3.3) sont représentées par des flèches pointillées vers le haut. Sous l'effet de l'impact électronique, les atomes d'hélium sont excités aux niveaux 2 1 S 0 et 2 3 S 1, qui sont métastables. Les transitions radiatives de l'hélium vers l'état fondamental 1 S 0 sont interdites par les règles de sélection. Lorsque des atomes He excités entrent en collision avec des atomes Ne dans l'état fondamental 1 S 0 , le transfert d'excitation (3.4) est possible et le néon passe à l'un des niveaux 2S ou 3S. Dans ce cas, la condition de résonance est satisfaite, car les écarts d'énergie entre les états fondamental et excité dans le gaz auxiliaire et le gaz de travail sont proches l'un de l'autre.

Des transitions radiatives peuvent se produire des niveaux 2S et 3S du néon vers les niveaux 2P et 3P. Les niveaux P sont moins peuplés que les niveaux S supérieurs, car il n'y a pas de transfert direct d'énergie des atomes He vers ces niveaux. De plus, les niveaux P ont une durée de vie courte, et la transition non radiative P → 1S vide les niveaux P. Ainsi, la situation (3.1) se présente lorsque la population des niveaux supérieurs S est supérieure à la population des niveaux inférieurs P, c'est-à-dire qu'entre les niveaux S et P, il y a inversion de population, ce qui signifie que les transitions entre eux peuvent être utilisées pour la génération laser.

Étant donné que le nombre de niveaux S et P est important, un grand nombre de transitions quantiques différentes entre eux est possible. En particulier, de quatre niveaux 2S à dix niveaux 2P, 30 transitions différentes sont autorisées par les règles de sélection, dont la plupart ont généré une génération. La raie d'émission la plus forte lors des transitions 2S → 2P est la raie 1,1523 μm (région infrarouge du spectre). Pour les transitions 3S→2Р, la ligne la plus significative est de 0,6328 µm (région rouge) et pour 3S→3Р – 3,3913 µm (région IR). L'émission spontanée se produit à toutes les longueurs d'onde répertoriées.

Riz. 3.2. Niveaux d'énergie des atomes d'hélium et de néon et schéma de fonctionnement d'un laser He-Ne

Comme mentionné précédemment, après les transitions radiatives vers les niveaux P, une décroissance radiative non radiative se produit pendant les transitions P → 1S. Malheureusement, les niveaux de néon 1S sont métastables, et si le mélange gazeux ne contient pas d'autres impuretés, alors le seul moyen pour la transition des atomes de néon à l'état fondamental à partir du niveau 1S est par collision avec les parois de la cuve. Pour cette raison, le gain du système augmente lorsque le diamètre du tube à décharge diminue. Comme les états 1S du néon s'appauvrissent lentement, les atomes de Ne sont retenus dans ces états, ce qui est hautement indésirable et détermine un certain nombre de caractéristiques de ce laser. En particulier, lorsque le courant de la pompe augmente au-dessus de la valeur seuil j puis il y a une augmentation rapide, puis une saturation et même une diminution de la puissance du rayonnement laser, ce qui est précisément dû à l'accumulation de particules de travail aux niveaux 1S puis à leur transfert aux états 2P ou 3P lors de la collision avec des électrons. Ceci rend impossible l'obtention de fortes puissances de rayonnement en sortie.

L'apparition d'une population inverse dépend de la pression de He et Ne dans le mélange et de la température des électrons. Les valeurs optimales des pressions de gaz sont de 133 Pa pour He et 13 Pa pour Ne. La température des électrons est donnée par la tension appliquée au mélange gazeux. Habituellement, cette tension est maintenue au niveau de 2…3 kV.

Pour obtenir une génération laser, il est nécessaire qu'une rétroaction positive existe dans le laser, sinon l'appareil ne fonctionnera qu'en amplificateur. Pour ce faire, le milieu gazeux actif est placé dans un résonateur optique. En plus de créer une rétroaction, le résonateur est utilisé pour sélectionner les types d'oscillations et sélectionner la longueur d'onde de génération, pour laquelle des miroirs sélectifs spéciaux sont utilisés.

A des niveaux de pompage proches du seuil, il est relativement facile d'appliquer un laser à un type d'oscillation. Avec une augmentation du niveau d'excitation, si aucune mesure spéciale n'est prise, un certain nombre d'autres modes apparaissent. Dans ce cas, la génération se produit à des fréquences proches des fréquences de résonance du résonateur, qui sont contenues dans la largeur de la raie atomique. Dans le cas de vibrations de type axial (mode TEM 00), la distance de fréquence entre les maxima adjacents
, où L est la longueur du résonateur. Du fait de la présence simultanée de plusieurs modes, des battements et des inhomogénéités apparaissent dans le spectre d'émission. S'il n'existait que des modes axiaux, le spectre serait constitué de lignes séparées, dont la distance serait égale à c / 2L. Mais il est également possible d'exciter des types d'oscillations non axiales dans le résonateur, par exemple des modes TEM 10 dont la présence dépend fortement de l'accord des miroirs. Par conséquent, des raies satellites supplémentaires apparaissent dans le spectre d'émission, situées symétriquement en fréquence de part et d'autre des types de vibrations axiales. L'apparition de nouveaux types d'oscillations avec une augmentation du niveau de la pompe est facilement déterminée par l'observation visuelle de la structure du champ de rayonnement. Il est également possible d'observer visuellement l'influence de l'alignement du résonateur sur la structure des modes de rayonnement cohérents.

Les gaz sont plus homogènes que les milieux condensés. Par conséquent, le faisceau lumineux dans le gaz est moins déformé et dispersé, et le rayonnement du laser hélium-néon se caractérise par une bonne stabilité de fréquence et une directivité élevée, qui atteint sa limite en raison des phénomènes de diffraction. Diffraction Limite de Divergence pour un Résonateur Confocal

où λ est la longueur d'onde ; ré 0 est le diamètre du faisceau lumineux dans sa partie la plus étroite.

Le rayonnement d'un laser hélium-néon est caractérisé par un degré élevé de monochromaticité et de cohérence. La largeur des raies d'émission d'un tel laser est beaucoup plus étroite que la largeur "naturelle" de la raie spectrale et de plusieurs ordres de grandeur inférieure au degré limite de résolution des spectromètres modernes. Par conséquent, pour le déterminer, le spectre des battements de différents modes dans le rayonnement est mesuré. De plus, le rayonnement de ce laser est polarisé dans le plan du fait de l'utilisation de fenêtres situées à l'angle de Brewster par rapport à l'axe optique du résonateur.

La preuve de la cohérence du rayonnement peut être l'observation d'un diagramme de diffraction dans la superposition du rayonnement reçu de différents points de la source. Par exemple, la cohérence peut être estimée en observant les interférences provenant d'un système à créneaux multiples. Il est connu de l'expérience de Young que pour observer l'interférence de la lumière provenant d'une source "classique" ordinaire, le rayonnement est d'abord passé à travers une fente, puis à travers deux fentes, puis des franges d'interférence se forment sur l'écran. Dans le cas de l'utilisation d'un rayonnement laser, la première fente s'avère inutile. Cette circonstance est fondamentale. De plus, la distance entre deux fentes et leur largeur peuvent être incommensurablement plus grandes que dans les expériences classiques. À la fenêtre de sortie du laser à gaz, il y a deux fentes, dont la distance est de 2 un. Dans le cas où le rayonnement incident est cohérent, sur un écran situé à une distance réà partir des fentes, un motif d'interférence sera observé. Dans ce cas, la distance entre les maxima (minimums) des bandes

Le laser à gaz le plus courant est l'hélium-néon ( He-Ne) laser (laser à atome neutre), qui fonctionne sur un mélange d'hélium et de néon dans un rapport de 10:1. Ce laser est également le premier laser continu.

Considérez le schéma énergétique des niveaux d'hélium et de néon (Fig. 3.4). La génération a lieu entre les niveaux de néon et de l'hélium est ajouté pour effectuer le processus de pompage. Comme on peut le voir sur la figure, les niveaux 2 3 S 1 et 2 1 S 0 l'hélium sont situés, respectivement, à proximité des niveaux 2s et 3s pas elle. Parce que les niveaux d'hélium 2 3 S 1 et 2 1 S 0 sont métastables, alors lorsque des atomes d'hélium excités métastables entrent en collision avec des atomes de néon, il y aura un transfert d'énergie résonnant vers les atomes de néon (collisions du second type).

Alors les niveaux 2s et 3s le néon peut être peuplé et, par conséquent, la génération peut procéder à partir de ces niveaux. Durée de vie s-États ( t s» 100 ns) durée de vie beaucoup plus longue R-États ( t p»10 ns), la condition suivante est donc satisfaite pour que le laser fonctionne selon le schéma à quatre niveaux :

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

La génération laser est possible à l'une des transitions un, b, c selon les longueurs d'onde l un=3,39 µm, kg=0,633 µm, l s= 1,15 µm, qui peut être obtenu en choisissant le coefficient de réflexion des miroirs du résonateur ou en introduisant des éléments dispersifs dans le résonateur.

Riz. 3.4. Schéma des niveaux d'énergie de l'hélium et du néon.

Considérons la caractéristique de génération d'un tel laser.

Fig.3.5. Caractéristique de génération d'un laser hélium-néon.

L'augmentation initiale de la puissance de sortie avec l'augmentation du courant de pompe s'explique par l'inversion de population. Une fois la puissance maximale atteinte, la courbe commence à décroître avec une nouvelle augmentation du courant de la pompe. Cela s'explique par le fait que les niveaux 2p et 1s n'ont pas le temps de se détendre ; les électrons n'ont pas le temps de passer à un niveau d'énergie bas et le nombre d'électrons dans les niveaux 2p et 1s voisins devient le même. Dans ce cas, il n'y a pas d'inversion.

Le rendement des lasers hélium-néon est de l'ordre de 0,1 %, ce qui s'explique par la faible densité volumique des particules excitées. Puissance de sortie typique He-Ne-laser P~5-50 mW, divergence q~1 mrad.

Laser Argon

Ce sont les lasers à onde continue les plus puissants dans la région spectrale visible et proche ultraviolette liés aux lasers à gaz ionique. Le niveau laser supérieur dans le gaz de travail est peuplé du fait de deux collisions successives d'électrons lors d'une décharge électrique. Dans la première collision, des ions se forment à partir d'atomes neutres, et dans la seconde, ces ions sont excités. Par conséquent, le pompage est un processus en deux étapes, dont l'efficacité de chacune est proportionnelle à la densité de courant. Des densités de courant suffisamment élevées sont nécessaires pour un pompage efficace.

Diagramme de niveau d'énergie laser sur Ar + illustré à la fig. 3.3. L'émission laser dans les lignes entre 454,5 nm et 528,7 nm se produit lorsqu'un groupe de niveaux est peuplé 4p par excitation par impact électronique des états fondamentaux ou métastables Ar+.

Laser 3,5 CO2

Moléculaire CO2-Les lasers sont les lasers cw les plus puissants parmi les lasers à gaz, en raison de la plus grande efficacité de conversion de l'énergie électrique en énergie de rayonnement (15-20%). La génération laser se produit sur les transitions vibration-rotation et les raies d'émission de ces lasers se situent dans la région de l'infrarouge lointain, qui sont situées à des longueurs d'onde de 9,4 μm et 10,4 μm.

À CO2 Le laser utilise un mélange de gaz CO2, N 2 et Il. Le pompage s'effectue directement lors des collisions de molécules CO2 avec des électrons et des molécules excitées par vibration N 2. La conductivité thermique élevée de He dans le mélange favorise le refroidissement CO2, ce qui conduit à l'épuisement du niveau laser inférieur peuplé à la suite de l'excitation thermique. Ainsi la présence N 2 dans le mélange contribue à la forte population du niveau laser supérieur, et à la présence Il– épuisement du niveau inférieur, et par conséquent, ensemble, ils conduisent à une augmentation de l'inversion de population. Diagramme de niveau d'énergie CO2-laser est illustré à la Fig. 3.4. La génération laser s'effectue lors de la transition entre les états vibrationnels de la molécule CO 2 n 3 juin 1 ou n 3 juin 2 avec un changement d'état de rotation.

Riz. 3.4. Diagramme de niveau d'énergie N 2 et CO2 dans CO2-laser.

CO2 Le laser peut fonctionner en modes continu et pulsé. En mode continu, sa puissance de sortie peut atteindre plusieurs kilowatts.