L4- Laser barwnikowy

Transkrypt

1 L4- Laser barwnikowy Arkadiusz Trawiński 4 listopada 008 prowadzący prof. Paweł Kowalczyk

2 Abstract The main aim of our experiment was building and testing basic characteristic of a dye laser. The nitrogen laser was used as pump of it. In this case the dye cell was filled with the active medium of Rhodamine 6G in ethanol. Meanwhile it was necessary to find how the power of pumped laser depends on pressure of nitrogen, frequency of repetition and voltage between anode and cathode which cause fast electrical discharge in nitrogen. The next step of the experiment was to generate second harmonic in crystal KDP and measure how the power of second harmonic depends on power of first harmonic, orientation of Fresnel rhombus and birefringent crystal. Badanie charakterystyk lasera azotowego. Ogólna zasada działania laserów Laser (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation) generator światła, wykorzystujący zjawisko emisji wymuszonej. Charakteryzuje się bardzo małą szerokością linii emisyjnej, co jest równoważne bardzo dużej mocy w wybranym obszarze widma oraz spójną w czasie i przestrzeni wiązką o bardzo małej rozbieżności. Dzięki dobraniu odpowiednich elementów optycznych możemy uzyskać także wiązkę spolaryzowaną. W skład lasera wchodzą zasadniczo trzy elementy: Ośrodek czynny, który dzięki inwersji obsadzeń może wzmocnić padającą na nią falę elektromagnetyczną wywołaną emisją spontaniczną. Urządzenie pompujące energię, pompuje ono energie do ośrodka czynnego w sposób selektywny, tak aby obsadzić wybrane poziomy i osiągnąć odwrócenie obsadzeń. Rezonator optyczny, układ pozwalający fali wielokrotne przebiegać ośrodek czynny, zostaje w nim zgromadzona część światła emisji wymuszonej, skoncentrowanej w kilku jego modach. Po spełnieniu odpowiednich warunków progowych te z fotonów emisji spontanicznej, które poruszają się równolegle do osi rezonatora, przebywają najdłuższą drogę w ośrodku czynnym, mają więc one największą szansę wykreowania nowych fotonów w aktach emisji wymuszonej. Powyżej progu wywołują one lawinę fotonów, która będzie tak długo narastać, aż obniżanie się różnicy obsadzeń nie stanie się równe uzupełnianiu tej różnicy przez pompowanie.. Laser azotowy Jednym z celów doświadczenia było zbadanie mocy lasera azotowego w zależności od ciśnienia, częstości i napięcia zasilającego. Ta część eksperymentu miała na celu wyznaczenie optymalnych parametrów pracy lasera, który został zaprojektowany i zbudowany w latach siedemdziesiątych (więcej informacji na ten temat można przeczytać w []). Na podstawie wyników możemy stwierdzić, że optymalnymi parametrami są: częstość ok 70 Hz, gdzie przy małej zmianie częstości nie następuje znacząca zmiana nateżenia napięcie zasilające 3kV ciśnienie azotu 0.9 jednostek umownych skali W niezbadanych obszarach pomiarowych nie udało się uzyskać akcji laserowej. We wszystkich innych przypadkach moc wiązki była na tyle duża, że trzeba było mierzyć za pomocą fotodiody światło odbite od białej kartki, a nie bezpośrednią wiązkę. Zostało również potwierdzony czas trwania impulsu lasera azotowego na około 0 ns.

3 .8.6 I A [ju].4. Rysunek : Zależność natężenia lasera azotowego od częstości lasera f [Hz] I A [ju] Rysunek : Zależność natężenia lasera azotowego od ciśnienia azotu p [ju] 3 Budowa i badanie lasera barwnikowego 3. Konstrukcja lasera barwnikowego Po wybraniu optymalnych parametrów dla lasera azotowego można było skierować jego wiązkę do prostopadłościennego pojemnika z barwnikiem, który przez cały czas przepływał w obiegu zamkniętym. W ten sposób unikamy znacznego ogrzewania się substancji oraz zapobiega się nieporządanemu obsadzeniu tak zwanego stanu trypletowego. Wiązka 3

4 .4. I A [ju] Rysunek 3: Zależność natężenia lasera od napięcia na laserze U [kv] pompująca była skupiona dzięki cylindrycznej soczewce na długim wązkim pasku wzdłuż całej szerokości kuwety z barwnika. Zwiększając w ten sposób obszar inwersji obsadzeń w barwniku, w porównaniu z tradycyjną soczewką skupiającą. Budowę całego lasera najlepiej obrazuje poniższy schemat zaczerpnięty z []. Rysunek 4: Schemat laser barwnikowego: M lustro zamocowane na stałe, M lustro obrotowe, D kuweta z barwnikiem, L cylindryczna soczewka, G siatka dyfrakcyjna By uzyskać akcję laserową należy umieścić kuwetę z roztworem barwnika w rezonatorze optycznym, dzięki temu światło po wielokrotnym przejściu przez nią stanie się spójne 4

5 i wystarczająco mocne, by móc je zbadać. W naszym przypadku rezonator składa się z idealnie odbijającego lustra M, od którego odbita wiązka przechodząc przez obszar inwersji obsadzeń w barwniku pada na siatkę dyfrakcyjną. Przy takim układzie większa część wiązki zostaje ugięta w pierwszym rzędzie, mniejsza część zostaje odbita na zewnątrz. Ugięta wiązka zostaje całkowicie odbita przez lustro M. Ponieważ kąta ugięcia na siatce dyfrakcyjnej zależy od długości fali to tylko mały zakres długości fali jest odbity z powrotem wzdłuż kierunku padania na lustro. Długość odbitej fali zależy od orientacji lustra M. Ta powtórnie odbita wiązka jest ponownie uginana przez siatkę dyfrakcyjną i wraca do zbiornika z barwnikiem. Zerowy rząd w czasie drugiego ugięcia zostaje odbity na zewnątrz i utracony. Istotne jest, aby kąt padania wiązki na siatkę był jak najmniejszy, ponieważ zdolność rozdzielcza siatki proporcjonalnie zależy od liczby rys jaką pokrywa wiązka. Układ jest najmniejszy jak to jest możliwe, to znaczy odległości pomiędzy elementami składowymi, dzięki czemu wiele razy światło przejdzie w czasie krótkiego czasu trwania impulsu. Największe problemy techniczne sprawia dokładne ustawienie obu luster i siatki dyfrakcyjnej (M, M i G) równolegle względem siebie i płaszczyzny prostopadłej do rysunku. Po precyzyjnym ustawieniu wszystkich elementów można uzyskać pożądany efekt. W trakcie ustawiania sprzętu udało mi się także uzyskać akcję laserową w układzie Littrowa, w którym nie ma lustra M, a siatka dyfrakcyjna ugina promień (w pierwszym rzędzie) dokładnie do tyłu, który ponownie przechodzi przez zbiornik z barwnikiem. Zerowy rząd tak jak w oryginalnym doświadczeniu wyprowadza wiązkę na zewnątrz lasera. Jednak w czasie obrotu siatki dyfrakcyjnej nie tylko długość fali się zmieniała, ale również szerokość wiązki. Kierunek wychodzącej wiązki także się zmieniał w czasie rotacji. Poza tym konieczne było by wprowadzenie teleskopu, by zwiększyć zdolność rozdzielczą siatki dyfrakcyjnej oraz zapobiec zniszczeniu siatki wskutek mocno skupionej wiązki na niej. Dodanie kolejnego elementu optycznego z kolei spowoduje dodatkowe straty mocy wiązki w wyniku refleksów. Te wady uniemożliwiły bardziej szczegółowe zbadanie lasera, chociaż z pewnością było by to interesujące, szczególnie porównanie efektywności wytworzonych wiązek. 3. Zakres wytworzonej wiązki i jej moc Akcje laserową udało się uzyskać dla światła laserowego w zakresie od żółto-zielonego do pomarańczowo-czerwonego. Za pomocą spektroskopu udało się bardziej dokładniej ustalić zakres długości fal na nm. Zgodnie z przewidywaniami moc lasera barwnikowego zależy w sposób rosnący od mocy lasera pompującego. 4 Generacja drugiej harmonicznej światła lasera barwnikowego w krysztale KDP 4. Podstawy teoretyczne generacji drugiej harmonicznej Fala elektro-magnetyczna wnikając do ośrodka materialnego o nieliniowej podatności χ powoduję polaryzację elektryczną P, którą można wyrazić w postaci będącej rozwinięciem względem kolejnych potęg przyłożonego pola E: P = ɛ o [χ () E + χ () E + χ (3) E ], () gdzie χ (k) jest podatnością elektryczną k-tego rzędu. Jeżeli przyjmiemy, że na ośrodek pada fala E = E o cos (ωt k x) oraz zaniedbamy wyrazy wyższe niż drugiego rzędu otrzymujemy: P = ɛ o χ () E o cos (ωt k(ω) x) + ɛ oχ () E o cos (ωt k(ω) x) + ɛ oχ () E o. () Nieliniowa polaryzacja indukowana w atomie lub cząsteczce staje się źródłem nowych fal o częstości ω. Mikroskopowe przyczynki pochodzące od atomów mogą dać w sumie falę makroskopową o odpowiednio dużym natężeniu, gdy prędkość fazowa fali wymuszającej 5

6 3.5 I B [ju].5 Rysunek 5: Zależność natężenia lasera barwnikowego od natężenia lasera pompującego (tu azotowego) I A [ju] jest równa fali polaryzacji, czyli k(ω) = k(ω). Można to osiągnąć dla pewnego kierunku ϕ względem osi optycznej w krysztale dwójłomnym, dla którego współczynnik załamania promienia nadzwyczajnego n e (ω) jest równy współczynnikowi załamania n o (ω) promienia zwyczajnego. Bardziej wyczerpujący opis tego zagadnienia można znaleźć w [3]. Oprócz właściwego kąta padania na kryształ dwójłomny należy jeszcze zadbać o odpowiedni kierunek polaryzacji fali padającej. Odpowiedniego dopasowania możemy dobrać posługując się pryzmatem rombowym Fresnela. Opis jego działania można znaleźć w [4]. 4. Budowa układu generującego drugą harmoniczną Do wygenerowania drugiej harmonicznej możemy posłużyć się wyprowadzoną wiązką lasera barwnikowego, która przechodząc przez pryzmat rombowy Fresnela i soczewkę skupiająca do kryształu dwójłomnego umieszczonego w środku ogniskowej soczewki, co da maksymalną moc wiązki w krysztale. Dzięki odpowiedniemu dopasowaniu kątów możemy spełnić wszystkie warunki opisane w części teoretycznej i wygenerować drugą harmoniczną. By wytłumić falę podstawową wychodzącą przez kryształ możemy zastosować odpowiedni filtr. Za tak przygotowanym układem możemy ustawić fotodiodę mierzącą natężenie promienia wychodzącego. 4.3 Analiza danych Zależność natężenia drugiej harmonicznej od położenia kryształu dwójłomnego najlepiej obrazuje poniższy wykres. Maksimum dla różnych zbadanych długości fali odpowiada bardzo bliskim kątom. Zgodnie z przewidywaniami teoretycznymi zależność drugiej harmonicznej od mocy lasera barwnikowego powinna być kwadratowa. Na podstawie eksperymentu możemy z duża dokładnością potwierdzić ten fakt. Dla porównania na wykresie zaznaczono zależność kwadratową (ciągła linia) i liniową (przerywana linia). Natężenie wiązki podstawowej można było regulować napięciem na laserze pompującym, a dzięki wcześniejszemu zbadaniu tej 6

7 Rysunek 6: Schemat generacji drugiej harmonicznej: R romb Fresnela, L soczewka skupiająca, B kryształ dwójłomny, F filtr przepuszczający nadfiolet λ [nm] ϕ [ o ] Tabela : Zależność dopasowania położenia kryształu dwójłomnego od długości fali.5.5 I [ju] 0.5 Rysunek 7: Zależność natężenia drugiej harmonicznej od skręcenia kryształu dwójłomnego ϕ [ o ] zależności mieliśmy odpowiadające napięciom wartości natężenia pierwszej harmonicznej. Nie można było mierzyć obu wielkości równocześnie. Po ustaleniu optymalnego położenia kryształu dwójłomnego, można było zbadać moc drugiej harmonicznej w zależności od skręcenia płaszczyzny polaryzacji. Wiązka lasera jako źródło światła spójnego ma ustalony stały kierunek polaryzacji. Jak już wcześniej zostało wspomniane parametr ten możemy ustawiać dzięki rombowi Fresnela. Należy jednak pamiętać, że obrócenie rombu o kąt ϕ oznacza skręcenie płaszczyzny polaryzacji o kąt ϕ. Dlatego 7

8 .5 I [ju] 0.5 Rysunek 8: Zależność natężenia drugiej harmonicznej od mocy lasera barwnikowego I B [ju] też na załączonym wykresie w przedziale [0 o -80 o ] widzimy wyraźne trzy maksima leżące co 90 o. Przerwa w pomiarach od 35 o do 60 o była spowodowana niedoskonałością urządzenia pomiarowego. Czas trwania impulsu wiązki lasera barwnikowego w pierwszej i drugiej harmonicznej nie uległ zmianie w porównaniu z czasem trwania impulsu lasera pompującego..5 I [ju] 0.5 Rysunek 9: Zależność natężenia drugiej harmonicznej od skręcenia rombu Fresnela φ [ o ] 8

9 Literatura [] J. Grochowski: et al., Optica Applicata 7, 3-6 (976) [] I. Shoshan: et al., Journal of Applied Physics 48, (977) [3] W. Demtröder: Spektroskopia laserowa [4] K. Shimoda: Wstęp do fizyki laserów (w tym rozdz. 3.3 pryzmat Fresnela) 9