LASER BARWNIKOWY. Indywidualna Pracownia dla Zaawansowanych. Michał Dąbrowski

Transkrypt

1 LASER BARWNIKOWY Indywidualna Pracownia dla Zaawansowanych Michał Dąbrowski Streszczenie Zbadano charakterystyki lasera azotowego: zmierzono czas trwania impulsu, zależność amplitudy impulsu w funkcji napięcia zasilania, ciśnienia azotu i częstości repetycji. Zbudowano laser barwnikowy i wyjustowano układ aż do osiągnięcia dużej mocy. Obserwowano widmo promieniowania dla pracy w różnych zakresach długości fali oraz amplitudę impulsów w zależności od mocy pompującej. Wygenerowano drugą harmoniczną światła lasera barwnikowego w krysztale KDP. Dokonano pomiaru kąta dopasowania fazowego w funkcji długości fali światła lasera barwnikowego oraz zmierzono wydajność drugiej harmonicznej w funkcji natężenia światła lasera barwnikowego i kąta skręcenia płaszczyzny polaryzacji. 1 Wstęp Laser (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation) to 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, urządzenie pompujące energię oraz rezonator optyczny. Rola wymienionych elementów w działaniu lasera jest szczegółowo opisana w [1] oraz [3]. 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 jest bardzo silnym źródłem promieniowania spójnego w zakresie ultrafioletu. Jest szeroko stosowany w badaniach fizycznych i chemicznych dzięki takim własnościom jak: mała długość fali (337 nm), duża moc promieniowania, krótki czas impulsów (rzędu kilku ns), duża częstość repetycji, prosta i tania konstrukcja oraz wysoka niezawodność [2]. Jednak lasery azotowe są wykorzystywane przede wszystkim jako bardzo efektywne źródło pompujące lasery barwnikowe. Srodkiem czynnym laserów barwnikowych są cząsteczki barwników organicznych w ciekłych roztworach. Są to lasery przestrajalne, to znaczy profil wzmocnienia przejść laserowych obejmuje szeroki zakres widmowy, wskutek czego szerokość widmowa linii jest większa niż odstęp między poziomami, które uczestniczą w akcji laserowej. Gdy cząsteczki barwnika są oświetlane światłem ultrafioletowym, następuje obsadzenie wyższych poziomów oscylacyjnych, skąd następują liczne przejścia bezpromieniste do niżej położonego stanu trypletowego [1]. Przy dostatecznie silnym pompowaniu można osiągnąc odwrócenie obsadzeń w ośridku laserowym, co prowadzi do zainicjowania akcji laserowej. Cały cykl pompowania można opisać w układzie czteropoziomowym [3]. Fala elektromagnetyczna 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 [3]: P = ɛ 0 (χ (1) E + χ (2) E 2 + χ (3) E 3 + ) (1) gdzie χ (k) jest podatnością elektryczną k-tego rzędu. Jeżeli przyjmiemy, że na ośrodek pada fala elektromagnetyczna E = E 0 cos(ωt k x) oraz zaniedbamy wyrazy wyższe niż drugiego rzędu otrzymujemy: P = ɛ 0 χ (1) E 0 cos(ωt k(ω) x) ɛ 0χ (2) E 0 cos(2ωt 2k(ω) x) ɛ 0χ (2) E 0 (2) 1

2 Nieliniowa polaryzacja indukowana w atomie lub cząsteczce staje się źródłem nowych fal o częstości 2ω. Mikroskopowe przyczynki pochodzące od atomów mogą dać w sumie falę makroskopową o odpowiednio dużym natężeniu, gdy prędkość fazowa fali wymuszającej jest równa podwojonej prędkości fali polaryzacji, czyli k(2ω) = 2k(ω). Można to osiągnąć dla pewnego kierunku φ względem osi optycznej w krysztale dwójłomnym, dla którego współczynnik załamania promienia nadzwyczajnego n e (2ω) jest równy współczynnikowi załamania n o (ω) promienia zwyczajnego. Bardziej wyczerpujący opis tego zagadnienia można znaleźć w [1]. Oprócz właściwego kąta padania na kryształ dwójłomny należy jeszcze zadbać o odpowiedni kierunek polaryzacji fali padającej. Odpowiedniego dopasowania możemy dokonać, posługując się pryzmatem rombowym Fresnela. Opis jego działania można znaleźć w [3]. 2 Układ doświadczalny 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 [4] tak, aby mógł on zostać wykorzystany do pompowania lasera barwnikowego. Wyniki justowania układu są przedstawione na rysunkach 4 7. 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 poziomu trypletowego cząsteczki barwnika [1]. Wiązka pompująca była skupiona dzięki cylindrycznej soczewce na długim wąskim pasku wzdłuż całej szerokości kuwety z barwnikiem. Zwiększono w ten sposób obszar inwersji obsadzeń w barwniku, w porównaniu z tradycyjną soczewką skupiającą. Układ doświadczalny wykorzystany do badania charakretystyk lasera barwnikowego przedstawia poniższy rysunek. Początkowo układ nie zawierał kryształy dwójłomnego i pryzmatu Fresnela, które zostały dodane do układu, aby zbadać wydajność generacji drugiej harmonicznej światła dla lasera barwnikowego. Wyniki pomiarów dla lasera barwnikowego są pokazane na rysunkach 8 9, wyniki dla drugiej harmonicznej na rysunkach Rysunek 1: Schemat układu doświadczalnego: L1 laser azotowy; L2 kuweta z barwnikiem; M1, M2, M3 lustra; S1, S2 soczewki skupiające; D siatka dyfrakcyjna; F romb Fresnela; KDP kryształ dwójłomny; HH płytka światłodzieląca; FOT fotodioda; OS oscyloskop, MN monochromator. Strzałki przy obiektach oznaczają możliwość obrotu elementu. 2

3 By uzyskać akcję laserową należy umieścić kuwetę z roztworem barwnika w rezonatorze optycznym, dzięki temu światło po wielokrotnym przejściu przez nią stanie się spójne i wystarczająco mocne, by móc je zbadać. W naszym przypadku rezonator składa się z idealnie odbijającego lustra M1, 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 M2. 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 M2. 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 światło wiele razy przejdzie przez rezonator w czasie krótkiego czasu trwania impulsu, dzięki czemu będzie można osiągnąć większą moc wypromieniowanej przez laser wiązki. Rozpoczęcie akcji laserowej możemy rozpoznać, obserwując pojawianie się ziarnistości na kartce papieru, ustawionej na drodze wiązki laserowej. Ponadto w momencie rozpoczęcia akcji laserowej na ekranie oscyloskopu widać wyraźny pionowy pik, pochodzący od sygnału pojawiającego się na fotodiodzie, czułej na zmianę natężenia światła. Największe problemy techniczne sprawia dokładne ustawienie obu luster i siatki dyfrakcyjnej (M1, M2 i D) równolegle względem siebie i płaszczyzny prostopadłej do rysunku. Po precyzyjnym ustawieniu wszystkich elementów można uzyskać pożądany efekt. Układ ten ma istotną przewagę nad układem stosującym siatkę dyfrakcyjną w ustawieniu Littrowa: zmniejszone straty dyfrakcyjne na siatce oraz w przybliżeniu stałą szerokość odbitej wiązki, słabo zależna od kąta padania, co zostało dokładnie opisane w pracy [5]. Rysunek 2: Schemat budowy lasera barwnikowego pompowanego laserem azotowym: PUMP BEAM wiązka pompująca lasera azotowego, L soczewka skupiająca, D kuweta z barwnikiem, M1 tyle lustro rezonatora, M2 przednie lustro rezonatora (ruchome), G siatka dyfrakcujna. Zmieniając ustawienie lustra M2 regulowano długość generowanej w laserze fali świetlnej. Siatka dyfrakcyjna ustawiona pod kątem poślizgowym w stosunku do wiązki. Rysunek pochodzi z [5]. 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, 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 filtr przepuszczający jedynie promieniowanie UV. Za tak przygotowanym układem ustawiamy fotodiodę mierzącą natężenie promienia wychodzącego przez filtr. Kąt dopasowania fazowego ustalamy, obserwując jasną plamkę po włożeniu w wiązkę kartki papieru, jak również odczytując wysokość piku za pomocą oscyloskopu. Dla dopasowania fazowego moc przechodzącego promieniowania jest największa. 3

4 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, skręcenie płaszczyzny polaryzacji możemy ustawiać,obracając romb Fresnela, wewnątrz którego następuje czterokrotne całkowite wewnętrzne odbicie światła od ścianek kryształu. Należy jednak pamiętać, że obrócenie rombu o kąt φ oznacza skręcenie płaszczyzny polaryzacji o kąt 2φ. Rysunek 3: Schemat układu do generacji drugiej harmonicznej: R romb Fresnela[3], L soczewka skupiająca, B kryształ dwójłomny, F filtr przepuszczający ultrafiolet. Zmieniając ustawienie rombu Fresnela oraz komórki z kryształem regulowano wydajność otrzymywania drugiej harmonicznej światła lasera barwnikowego. 3 Opracowanie wyników W wyniku przeprowadzonych pomiarów otrzymano następujące wykresy, obrazujące działanie lasera azotowego, pompowanie lasera barwnikowego oraz wydajność generacji drugiej harmonicznej w krysztale KDP, w funkcji różnych parametrów urządzeń w układzie doświadczalnym. Wykresy nie zawierają zaznaczonej niepewności pomiarowej ze względu na liczne trudności jej oszacowania. Punkty pomiarowe na wykresach połączono celem lepszego zobrazowania zmian wartości mierzonych wielkości. Moc wiązki jest proporcjonalna do jej natężenia, a to można zmierzyć za pomocą oscyloskopu, obserwując amplitudę padającego impulsu, rejestrowanego przez fotodiodę. 4

5 Rysunek 4: Amplituda impulsu lasera azotowego w funkcji ciśnienia azotu dla dwóch różnych częstości repetycji niskiej 37 Hz i wysokiej 55 Hz. Na osi poziomej ciśnienie w kilogramach siły na centymetr kwadratowy, na osi pionowej amplituda impulsu w miliwoltach. Ciśnienie zmieniano bezpośrednio w laserze, amplituda odczytywana z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. Rysunek 5: Amplituda impulsu lasera azotowego w funkcji napięcia zasilania dla dwóch różnych częstości repetycji niskiej 37 Hz i wysokiej 55 Hz. Na osi poziomej napięcie zasilania w kilowoltach, na osi pionowej amplituda impulsu w miliwoltach. Napięcie zasilania zmieniano bezpośrednio w laserze, amplituda odczytywana z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. 5

6 Rysunek 6: Czas trwania impulsu lasera azotowego w funkcji ciśnienia azotu dla dwóch różnych częstości repetycji niskiej 37 Hz i wysokiej 55 Hz. Na osi poziomej ciśnienie w kilogramach siły na centymetr kwadratowy, na osi pionowej czas trwania impulsu w nanosekundach. Ciśnienie zmieniano bezpośrednio w laserze, czas trwania impulsu odczytywano z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. Rysunek 7: Czas trwania impulsu lasera azotowego w funkcji napięcia zasilania dla dwóch różnych częstości repetycji niskiej 37 Hz i wysokiej 55 Hz. Na osi poziomej napięcie zasilania w kilowoltach, na osi pionowej czas trwania impulsu w nanosekundach. Napięcie zasilania zmieniano bezpośrednio w laserze, czas trwania impulsu odczytywano z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. 6

7 Rysunek 8: Pomiar mocy lasera barwnikowego w różnych zakresach długości fali dla napięcia zasilania lasera azotowego 22 kv. Na osi poziomej długość fali światła lasera w nanometrach, na osi pionowej amplituda impulsu w miliwoltach. Długość fali regulowano, zmieniając ustawienie jednego z luster w układzie doświadczalnym[5], amplituda odczytywana z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. Rysunek 9: Pomiar mocy lasera barwnikowego w funkcji mocy lasera azotowego dla długości fali lasera barwnikowego 580 nm. Na osi poziomej amplituda impulsu lasera azotowego w miliwoltach, na osi pionowej amplituda impulsu z lasera barwnikowego w miliwoltach. Amplitudę impulsu lasera azotowego regulowano, zmieniając napięcie zasilania bezpośrednio w laserze, amplitudy odczytywane z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. 7

8 Rysunek 10: Pomiar kąta dopasowania fazowego w funkcji długości fali światła lasera barwnikowego dla napięcia zasilania lasera azotowego 22 kv. Na osi poziomej długość fali światła lasera barwnikowego w nanometrach, na osi pionowej kąt dopasowania fazowego w stopniach. Długość fali regulowano, zmieniając ustawienie jednego z luster w układzie doświadczalnym[5], kąt dopasowania fazowego wyznaczano, ustawiając kryształ KDP tak, aby amplituda impulsu światła lasera obserwowana na oscyloskopie była maksymalna przy danej długości fali. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. Rysunek 11: Wydajność generacji drugiej harmonicznej w krysztale KDP w funkcji długości fali światła lasera barwnikowego dla napięcia zasilania lasera azotowego 22 kv. Na osi poziomej długość fali światła lasera barwnikowego w nanometrach, na osi pionowej amplituda impulsu światła drugiej harmonicznej w miliwoltach. Długość fali regulowano, zmieniając ustawienie jednego z luster w układzie doświadczalnym[5], amplituda odczytywana z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. 8

9 Rysunek 12: Wydajność generacji drugiej harmonicznej w krysztale KDP w funkcji natężenia światła lasera barwnikowego dla długości fali światła lasera barwnikowego 570 nm. Na osi poziomej amplituda impulsu światła lasera barwnikowego w miliwoltach, na osi pionowej amplituda impulsu światła drugiej harmonicznej w miliwoltach. Natężenie światła lasera barwnikowego regulowano, zmieniając napięcie zasilania lasera azotowego, amplitudy odczytywane z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. Rysunek 13: Wydajność generacji drugiej harmonicznej w krysztale KDP w funkcji kąta skręcenia rombu Fresnela dla światła lasera barwnikowego przy napięciu zasilania lasera azotowego 22 kv i długości fali lasera barwnikowego 568 nm. Na osi poziomej podwojony kąt skręcenia płaszczyzny polaryzacji światła lasera barwnikowego w stopniach, na osi pionowej amplituda impulsu światła drugiej harmonicznej w miliwoltach. Kąt skręcenia regulowano, zmieniając ustawienie pryzmatu Fresnela[3] w układzie doświadczalnym, amplituda odczytywana z ekranu oscyloskopu. Dokonano interpolacji punktów pomiarowych. 9

10 4 Podsumowanie i wnioski Na podstawie wyników możemy stwierdzić, że optymalnymi parametrami pracy dla lasera azotowego są (dla obu częstości repetycji): napięcie zasilające 22 kv oraz ciśnienie azotu kg/cm 2. 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. Został również potwierdzony czas trwania impulsu lasera azotowego, trwający około 6 ns. Czas ten słabo zależy od ciśnienia azotu w laserze. Dalsze charakterystyki użytego lasera znajdują się w oryginalnej pracy [4]. Dla lasera barwnikowego akcję laserową udało się uzyskać dla światła laserowego w zakresie od żółtozielonego 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. Generacja drugiej harmonicznej światła lsera barwnikowego przebiegała najwydajniej dla światła o długości fali około 570 nm (żółto-pomarańczowe). Zgodnie z przewidywaniami teoretycznymi zależność drugiej harmonicznej od mocy lasera barwnikowego powinna być kwadratowa. Niestety nie udało się zaobserwować tego związku w najmniejszym nawet stopniu. Natężenie wiązki podstawowej można było regulować napięciem na laserze pompującym, a dzięki wcześniejszemu zbadaniu tej zależności mieliśmy odpowiadające napięciom wartości natężenia pierwszej harmonicznej. Nie można było mierzyć obu wielkości równocześnie. Podobnie wydajność generacji drugiwj harmonicznej w funkcji obrotu płaszczyzny polaryzacji powinna mieć przebieg sinusoidalny, co również nie zostało zaobserwowane. Być może oba powyższe fakty są spowodowane niestabilną pracą lasera pompującego. Czas trwania impulsu wiązki lasera barwnikowego w pierwszej i drugiej harmonicznej nie uległ zmianie w porównaniu z czasem trwania impulsu lasera pompującego. Literatura [1] W. Demtröder Spektroskopia laserowa. [2] H. Dymaczewski i in., Postępy Fizyki, tom 29, zeszyt 4 (1978), str [3] K. Shimoda Wstęp do fizyki laserów (w tym rozdz. 3.3 pryzmat Fresnela). [4] J. Grochowski et al., Opt. Appl. 7, (1976). [5] I. Shoshan et al., J. Appl. Phys. 48, (1977). 10