A laserfény tulajdonságai

Az előzőkbőlkitűnt, hogy a laserfény alapvetően abban tér el a klasszikus fényforrásokáltal kibocsátott fénytől, hogy a nyalábban haladó elemi hullámokfázisa rendezett, azaz nagy a koherenciafok. Ennek szemléltetésére az I. táblázat tartalmaz adatokat:

/. Táblázat

. Fényforrás Koherenciaidő Koherenciahossz

izzólámpa szűrővel 0,001 ns 30 p

Hg spektrá! lámpa 0,23 ns 8 cm

Festéklaser (specializált) 2ns 60 cm

He-Ne laser 20 ns 60 m

Az adatokból látszik, hogy már pl. egy specializált He-Ne laserrel igen jó koherenciafok érhető el. Majd alább sok esetben láthatólesz, hogy ugyanazon aktív anyaggal,ugyanazon elvek alapján működő laserekkel a rezonátor felépítésétől függően a koherencia-viszonyokjelentősen eltérhetnek. Általában nagyobb a laserekkoheren­

ciafoka,mint a klasszikus fényforrásoké - innét a koherens és inkoherens fényforrásel­ nevezés - de bármilyen viszonyítást konkrétan kísérletileg kell megvizsgálni. Általában igaz,hogy a térbeliésidőbeli koherencia arányosegymással.

A 41. ábra és azelmondottakaztsugallják,hogya laserfény párhuzamos,nagyon kicsi a sugárnyaláb széttartása. Ez valóban így van ajól épített Fabry-Perot rezonáto­

roknál, ahol sokszoros fényátfutás utáncsak a tengellyel párhuzamossugarak maradnak a rezonátorban (He-Ne, argonion, rubin, neodttnium, festéklaser). Van azonban sok olyan eset, amikor a koherens sugárzóból széttartó sugár lép ki. Elsőnek nézzük a nit­

rogénlasert, aholaz N2 gázban olyan nagyaz erősítés, hogy 5-10 cm befutása jelentős

46.ábra

intenzitás növekedést biztosít, tehát nem kell rezonátorba helyezni az invertált gázt. Ilyen , szupersugárzónak nevezett rendszer látható a X. 46.ábrán. Az aktív gáz invertálásaúgy valósul

meg, hogya két sínszerű fémelektródaközött elektromos ívkisülés jön létre, amelyben a nagy sebességre felgyorsult elektronok üt­

köznek az N2 molekulákkal és kinetikus energiájuk rovására gerjesztik azokat. Az invertált gáz keskeny lemezszerű térfogatot tölt ki, amelyben a lap síkjában, a hosszten­

gely mentén a legnagyobb a fényerősítés, a lap síkjára merőleges irányban pedig elhanyagol­ ható. A térfogat AésBsarokpontjaibólazátlók mentén elinduló sugarakfogják megha­

tározni a kilépőerősítettsugárzás széttartását. Tehát a kisülésitérfogat geometriai ada-.

taiszabják meg asugárdivergenciáját. A rövidátfutású út, a nagyerősítéskövetkezté­

bena kilépő nyalábfázis szerinti rendezettsége,így a koherenciafok kicsi.

Egészen másgeometriájú laserfény emittá­

lódik a 47.ábránláthatólaserből.Hakét korong ala­

kú elektróda között hozunk létreívkisülést, akkor a lapos korong alakú N2gáztérfogatban inverzió jö­

het létre, amelyben a sugárirányba kilépő fény erő­

södik Ezekben a' síklaserekben 360°.szögtarto­

mányban lép ki erősített fény, amely az erősítés

miatt fázisban valamilyen rendezettségű, tehát a *

klasszikus fényforrásoknál nagyobb koherenciafokú, határozott térbeli irányítottsága van, de nagyoneltér azideális He-Ne laserfényének tulajdonságaitól.

n -< »♦ p> ♦

vezetődiódalaserek emissziója. Ezeknek alasereknek az aktív anyaga valamilyen félvezető kristály, amelynek egyik fele n a másik fele pedigp típusúfélvezető, azaz oly módon van szennyezve azalapkristály, hogy negatív illetve pozitív töltéshordozók vannak benne túlsúlyban.

A kétféle félvezető határfelületén egy elektromos ket­ tősréteg alakulki. A kristályra, illetve az Aés B elektró­ dokra megfelelő feszültséget adva megindul a határré­

tegben atöltések rekombinációja, amikora felszabaduló energiafény formájában kisugárzódik. A határrétegben haladó elemi hullám kényszerített töltésrekombinációt hoz létre, s az így emittált kényszerített sugárzás erősíti atovahaladóhullámot. A kristály fala anagytörésnlutató miattbizonyos visszacsatolást biztosít.Ahatárrétegnagyon keskenysáv akristálytérfogatban, ezértakilépő fény el­ hajlástszenved, tehát széttartó lesz (48. ábra). A nyaláb nyílásszöge eléri a 30-40fokot is. A diódát gyártó cégek megadják a szögeknagyságát. A legtöbb esetben a nyaláb

48.ábra

széttartásátegygyűjtőlencse segítségévellecsökkentik és kereskedelmi forgalomba már párhuzamosított sugárzók kerülnek.

Kilehet mutatni, hogy annál nagyobb a térbeli (s azzalegyüttazidőbeli) kohe­

rencia, minél kisebb a nyaláb divergenciája. Ennek megfelelően tehát a félvezető diódalaserek fényének a koherenciafoka, párhuzamossága a klasszikus fényforrások és azideálislaserrezonátorok (pl. He-Ne laser) által sugárzott fény paraméterei közé esnek.

A diódából kilépő nagyon nagy divergenciájú fénykoherencia-tulajdonsága rossz, az utólagos párhuzamosítás a széttartást csökkenti ugyan, de a koherenciát nem javítja megjelentős mértékben.

5O.ábra 49.ábra

A laserfény hullámhosszát (színét)azaktív anyag részecskéinek az energiatermjei szabják meg. A 49. ábra mutatja négy olyan anyagnak a laserátmenethez tartozó két termjét, amelyek a látható színképtartomány két széléhez tartozó hullámhosszakon, valamint az UVilletve IR tartományon sugároznak. A 50. ábra a He-Ne gázkeverék láthatótartományba eső átmenetének alsóésfelső termjét, továbbá az Ar+++gáz látha­ tó tartományban lévő laserátmenetektermjeit mutatja. Mivel ezek az energiaszintek keskenyek,a laserfény is keskenysávú, monokromatikus.Haezeketaz aktív anyagokat olyan rezonátorba tesszük, amelypl.az egész látható színkép tartományban visszacsato­

lást hoz létre (széles sávú rezo­ nátor), akkor He-Ne invertált gáz esetében egyetlen hul­

lámhossz (632,8 nm) nagyon szűk tartományában, az ar­ gongáznál pediga termek kö­ zötti átmeneteknek megfelelő hullámhosszakon keletkezik laserfény. Az 51. ábra olyan termrendszert mutat, amely­ nek mindkét szintje kiszéle­

sedett. így különböző energia­ szintek között jöhet létre laserátmenet. Az ábra b. része egy ilyenanyag által,széles sá­

vú rezonátorban emittált

ől.ábra

52.ábra

(a)

laserfény spektrumátmutatja. Az52. ábra azargon,a He-Ne,és aGaAs félvezetőlaser mért spektrumait mutatja. Az argon színképvonalak hossza a relatív intenzitásokat szemlélteti.Nagyon sok laseraktív anyagnakvan széles termje, így ezek nemszelektív rezonátorban széles spektrumtartományban sugároznak. Ilyen tulajdonságú anyagcsa­ ládot alkotnak a festékoldatok vagy afélvezető kristályok. Arra, hogy az optikai rezoná­ torral hogyanlehet változtatni a laserfény paramétereit,

legyen példa a festéklaserekhangolása.Az53; ábrán vá­

zoltuk egy szelektív rezonátor felépítését, amikor a zárótükrötreflexiós optikai ráccsal cseréltük fel.Az áb­

rán adott széles színkép annak a lasemyalábnak felel meg, amely szélessávúrezonátorban keletkezik. A rács behelyezése után a visszacsatolás egy keskeny színképtarományban jön létre, így valamennyi kény­

szerített emisszió ebben a hullámhossztartományban jön létre, ezért egy nagy intenzitású keskeny laserspektrum adódik. A rács forgatásával a spektrum eltolható a Xi és ka határok között. Az ábrán három különböző rácsállásnakmegfelelő keskeny laserspekt- .rumot is berajzoltunk. Szelektív rezonátorban a rács

forgatásával elérhető, hogy az Ar+++ vonalai közül mindig csak egy lépjen ki, nevezetesen az, amelyik hullámhosszára forgattuk a rácsot.

(b)

A laserfény általában nem polarizált,mertegy sík-párhuzamos rezonátorban lévő aktív közegben különböző polarizációjú elemi hullámok indulnak el,s ezekmind erősödnektovahaladás közben, ezért a kilépő fény sem lesz polarizált.Arezonátor több módon módosítható úgy, hogyaz erősített fény po­

larizáltlegyen. Az54.a. ábra aHe-Ne laser Brewster szögű lasercsövét mutatja. A Brewster törvénysze­

rint minden fénytörő felületnél van egy olyan szög,

amelynekmegfelelő beesés esetén a beesési síkban lineárisan polírozott fény veszteség nélkül lép átamásik közegbe, míg az erre merőlegesen polírozott fénynemlépát, ha­

nem reflektálódik. így ha alasercsővéglapjai ilyen szögetzárnak bearezonátor tenge­

lyével, akkor csak síkban polírozottfény jut vissza az aktív gázba, és ott ezanyaláb erő­

södik úgy,' hogy megtartja a lineáris polározottságot, mivel a kényszerített emisszió egyik alaptulajdonságaapolarizáció megtartása. Az ábra alsó része egy rezonátorba he­ lyezett polarizátort mutat.Ebben az esetben csak olyan polarizációjú fény oszcillálhat, amelyet a kristály átenged, teháta kényszerített emisszió csak az ilyen polarizációjú fényttudja erősíteni, ezért a laserfénylineárisan poláros lesz.

A laserműködés időbeli lefolyása a legkülönbözőbb lehet. Vannak anyagok, amelyek csak folyamatos üzemmódban alkalmazhatók.Ilyenpl.a He-Ne gázkeverék.

Vannak olyan anyagok,amelyek csak impulzus üzemben működnek. Erre tipikus példa az N2gáz. A legtöbbanyagazonbanmind akétmódon laserműködésre bírható. Ilye­ nek a Nd, afestékoldatok, a CO2, azAr+++, stb. laserek. Az impulkuslasereknagy je­

lentőségétazadja, hogy igen rövid fényimpulzusok állíthatók elő, s ezzel extrém nagy időfelbontás érhető el, ami atechnikaihaladás egyik csúcsproblémája volt. Egy anyag­

galkülönböző impulzusidő érhető el. Pl. rodaminB oldatot folyamatos üzeműAr+++

laserrél pumpálva, hangolható folyamatos festéklasert építhetünk.Ha ugyanazt az olda­ tot impulzuslámpával pumpáljuk, mikroszekundum (10~6s) impulzusidejű laserfényt kapunk.Másmódszerekkel ezzela festékoldattal femtoszekundum (10~lss) impulzus­ idő érhető el.

A laserek teljesítményeszintén széles skálán mozog. Folyamatos He-Nelaser tipikus teljesítménytartománya 1-10mW, folyamatos Ndlaserek 100W, míg folyama­ tos CO2laserek kW teljesítménnyel üzemelnek. Folytonos lasereknél úgy növelik a teljesítményt, hogy növelik a laserfény energiáját valamilyen módon (nagy erősítésű anyagot alkalmazva, pumpálást javítva, stb.). Impulzuslaserek esetén az impulzusidő drasztikus csökkentésével érik el a szupemagy teljesítményeket. Ma már elérhető a 1015W teljesítmény extrémrövid impulzusidő mellett.

A laserműködés jellemzésére még egy mennyiséget kell megemlíteni, bár ez nema laserfény paraméterei közétartozik. Nevezetesenszólni kell alaserek hatásfoká­

ról. Több helyen utaltunk arra,hogy a bevitt elektromos energiánakcsak egyrésze ala­

kul fénnyé, ennek egy része nyelődik el az aktív közegben,azindukáltfény egy része hasznosításnélkülkicsatolódik arezonátorból, stb. Afellépő összes veszteségek követ­ keztében a laserek döntő többségének ahatásfoka1% alatt van. Ezaztjelenti, hogy a laserből kilépőfényenergiánaka százszorosát kell bevinni a pumpálássorán,ebből ki­ lencvenkilenc rész elvész, de a kilépőegy rész a speciális laserfény formájábanjelenik mfeg. A laserek konstruálásának az egyik nagy problémája éppen ennek az elvesző energiának azelvitele, mertha nincs megoldva az energiafelesleg elszállítása, tönkre­

megy a műszer. Például az 1-5 mW teljesítményű He-Ne lasemél az energiaelvitel könnyen megoldható,de a teljesítményttízszeresére növelvemár olyan nagy a bevitt jenergiafelesleg,hogyazelszállítás csak nehezen oldható meg.Ezért állítanak elő ritkán ilyen He-Ne lasert, és ha megépítik, akkoraránytalanul drága. A laserek hatásfokán a fény formájában kivett energia és a pumpáló energia hányadosát értjük. Ez az energiahatásfok tehát kicsi, 1 % alatti. A laserfény teljesítményétúgy tudjuk nagyon

nagyra növelni, hogya pumpálást hosszú ideig végezzük kis teljesítménnyel, ígyhosz- szú idő alattsokenergia vihető be, majda kilépő energiát nagyon rövid idő alatt enged­ jük ki. Kicsi energianagyon kicsi időtartamra összehúzva nagyon nagy teljesítményt

eredményez. Erre mutattunk példát a Q kapcsolt üzemmóddal. A kicsiny energia­ hatásfok tehát nem mond ellent a nagy laserteljesítménynek.

Kivételt képez a kis hatásfokérték alól néhány lasertípus. Ilyenek a kémiai laserek, ahola pumpálás kémiai folyamatokkaltörténik, vagy a félvezető diódalaserek, amelyekről fentebb márvolt szó.Ez utóbbi lasercsaládnál elérhető 40-50 % -oshatás­

fok is. • '

In document Rédey Tibor - Kozma László (Pldal 46-51)